/
Автор: Рохлин Г.Н.
Теги: электротехника электроника свет источник света издательство энергоатомиздат инженерные расчеты
ISBN: 5-283-00548-8
Год: 1991
Текст
ГН. Рохлин
2-е издание,
переработанное и дополненное
МОСКВА ЭНЕРГОАТОМИЗДАТ 1991
УДК 621.327
Рохлин Г. Н. Разрядные источники света. — 2-е
изд., перераб. и доп.— М.: Энергоатомиздат, 1991.—
720 с.— ISBN 5-283-00548-8.
Первое издание книги вышло в 1966 году. Второе издание
переработано и значительно дополнено с учетом современного
состояния и тенденций развития разрядных источников опти-
ческого излучения. Рассматриваются физические основы
работы и устройства всех наиболее важных типов раз-
рядных источников света, конструкции современных раз-
рядных ламп и их узлов. Значительное внимание уделено
вопросам инженерного расчета. Приводятся технические и
эксплуатационные характеристики ламп и схемы их включения
в сеть. Основное внимание уделено наиболее массовым и пер-
спективным типам ламп.
Книга рассчитана на научных и инженерно-технических
работников, занимающихся разработкой и многочисленными
применениями разрядных источников оптического излучения.
Табл. 38. Ил. 297. Библиогр. 223 назв.
Рецензент доктор технических наук, профессор А. Е. Атаев
2202100000-329
*051(01)-91
126-90
ISBN 5-283-00548-8
© Автор, 1991
ПРЕДИСЛОВИЕ
Второе издание книги выходит с несколько измененным за-
главием— «Разрядные источники света» вместо «Газоразряд-
ные источники света» в первом издании. Новое определение
было узаконено введением ГОСТ 15049—81 и СТ СЭВ 2737—80
«Лампы электрические. Термины и определения». Оно более
точно отражает содержание термина, поскольку термин «газо-
разрядные» охватывает только часть разрядных ламп.
Современные разрядные источники света все шире приме-
няются для освещения, постепенно вытесняя лампы накалива-
ния. В настоящее время в передовых странах мира разрядные
лампы создают более половины светового потока, и, по-види-
мому, в будущем эта доля будет возрастать. Объясняется это
тем, что они имеют более высокие световые отдачи и большие
сроки службы, чем лампы накаливания; кроме того,— и это
очень важно — современные разрядные лампы дают возмож-
ность в очень широких пределах варьировать спектр излучения,
мощность, яркость и другие параметры.
За время, прошедшее после выхода в свет первого издания
книги, расширилось применение разрядных источников света в
осветительных, а также в многочисленных облучательных и
других специальных установках. Интенсивно разрабатывались
и получили широкое применение новые типы, были достигну-
ты большие успехи в области технологий производства, в тео-
рии и методах расчета различных разрядных ламп (особенно в
связи с применением современных ЭВМ). Значительно расши-
рился круг лиц, связанных с исследованиями, разработкой, про-
изводством и многочисленными областями применения. Нако-
пилось очень много новых данных, разбросанных по множест-
ву статей в отечественной и зарубежной печати.
Отсутствие достаточно полных монографий, отражающих
современное состояние в этой области, побудило автора во вто-
ром издании обобщить и систематизировать новые данные, что-
бы изложить физику и технику наиболее распространенных раз-
рядных источников света и показать тенденции их развития.
Материал первого издания практически полностью перерабо-
тан и весьма существенно дополнен при сохранении общей
структуры. По содержанию книга, по-прежнему, разделена на
четыре части. В первой (гл. 1—5) рассмотрены физические ос-
новы теории излучения столба разрядов низкого и высокого
давлений и работы ламп в цепи, во второй части (гл. 6—9) —
основные конструктивные узлы и принципы инженерного расче-
та ламп. Третья часть (гл. 10—13) посвящена лампам низкого
давления, в основном наиболее массовым из них — люминес-
центным, включая энергоэкономичные и компактные. В четвер-
той части (гл. 14—19) описаны источники высокого и сверхвы-
сокого давления, а именно ртутные лампы, в том числе лампы
типа ДРЛ, различные типы металлогалогенных ламп, натрие-
вые лампы высокого давления и ксеноновые.
Автор счел целесообразным исключить в этом издании ма-
териалы по импульсным лампам, газоразрядным лазерам и со-
кратить некоторые другие, с тем чтобы более полно рассмот-
реть новые металлогалогенные и натриевые лампы высокого
давления, новые поколения люминесцентных ламп и некоторые
другие разрядные источники оптического излучения, которые
получили особое развитие в последнее время и по которым прак-
тически нет обобщающей литературы. Переработаны главы, от-
носящиеся к теории разрядов низкого и высокого давлений, а
также к процессам на электродах и в приэлектродных областях
разряда, с учетом достигнутых в этих направлениях результа-
тов. По-прежнему значительное внимание уделено вопросам
инженерного расчета ламп. Эти главы пополнены новыми дан-
ными, полученными к настоящему времени, в том числе авто-
ром, его учениками и последователями. Заново написаны пара-
графы, в которых кратко изложены современные данные о ра-
боте ламп в динамических режимах, получающих все большее
распространение.
По ходу изложения подчеркнута исключительно важная
роль качества применяемых материалов и технологий для соз-
дания надежных ламп с характеристиками, отвечающими совре-
менным требованиям.
По своему содержанию и характеру изложения книга может
рассматриваться как введение в физику и технику современных
разрядных источников света. Чтение ее предполагает знание
основ высшей математики, физической электроники и светотех-
ники. Чтобы полнее представить публикации, появившиеся по-
сле выхода в свет первого издания, большинство ссылок на ли-
тературу, приведенных в первом издании, было исключено, по-
этому список литературы не претендует на полноту и приори-
тетность.
При написании книги автор пользовался советами и по-
мощью своих товарищей по работе, за что он приносит всем им
благодарность. Автор также признателен рецензенту книги док-
тору техн, наук, проф. А. Е. Атаеву за ценные замечания, учет
которых, безусловно, способствовал улучшению книги, а также
за большую помощь при переработке § 5.1 и 5.2.
Автор
СПИСОК ПРИНЯТЫХ СОКРАЩЕНИИ
АЧТ — абсолютно черное тело
БМП — блок мгновенного перезажигания
БАХ —вольт-амперная характеристика
р,д .— высокое давление (например, лампа ВД и т. д.)
ГЛН — галогенная лампа накаливания
Г ФК — галофосфат кальция (люминофор)
ЗУ — зажигающее устройство
ЗЭ — зажигающий электрод
ИЗУ —импульсное зажигающее устройство
ИК — инфракрасное (например, ИК-излучение и т. д.)
ИЛ — импульсная лампа
ИС — источник света
ИОИ — источник оптического излучения
КП — катодное пятно
КПД — коэффициент полезного действия
КТП —конструктивно технологический параметр (параметры)
ЛЛ — люминесцентная лампа
ЛН — лампа накаливания
ЛТР '—локальное термодинамическое равновесие
МГЛ —1 металлогалогенная лампа
МКУ — металлокерамический узел
МОА — монокристаллический оксид алюминия
НД — низкое давление (например, лампа НД и т. д.)
НЛ — натриевая лампа
НЛВД— натриевая лампа высокого давления
НЛНД— натриевая лампа низкого давления
ОИ — оптическое излучение
ОП — осветительный прибор
ОУ — осветительная установка
ПОА — поликристаллический оксид алюминия
ПОИ '— поликристаллический оксид иттрия
ПРА — пускорегулирующий аппарат (аппаратура)
РЗМ — редкоземельный металл
РЛ — разрядная лампа
РЛВД — разрядная лампа высокого давления
РЛНД — разрядная лампа низкого давления
РтЛВД— ртутная лампа высокого давления
САПР — система автоматического проектирования
СВД — сверхвысокое давление (например, лампа СВД и т. д.)
СП — световой прибор
УПЛ — узкополосный люминофор
УФ — ультрафиолетовое (например, УФ излучение и т. д.)
ФРЭ — функция распределения электронов
ЭВМ —электронно-вычислительная машина
ЭУ —электроустаново.чное устройство
Глава первая
ИСТОЧНИКИ ОПТИЧЕСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
1.1. ИСКУССТВЕННЫЕ ИСТОЧНИКИ ОПТИЧЕСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Искусственным источником света, или, более строго, искус-
ственным источником оптического излучения, называют устрой-
ство, предназначенное для превращения какого-либо вида энер-
гии в энергию электромагнитных излучений, лежащих в оптиче-
ском диапазоне спектра [0.8—0.12]. Последний, как известно,
разделяется на три области: ультрафиолетовую с длинами волн
от I до 380 нм, видимую с длинами волн от 380 до 770 нм и
инфракрасную с длинами волн от 770 до 106 нм.
Возникновение оптического излучения связано с изменением
энергетических состояний валентных электронов, входящих в
состав излучающего тела. Спектр излучения определяется энер-
гетическими состояниями, которые могут принимать электроны
в результате сообщения телу внешней энергии, т. е. строением
тела, составляющих его атомов и молекул.
По физической природе оптическое излучение делят на теп-
ловое излучение и люминесценцию [1.1].
Тепловое излучение. В основе действия источников теплово-
го излучения лежит излучение энергии, сообщенной телу при
нагревании тем или иным способом.
Согласно законам теплового излучения для получения высо-
кого КПД в видимой области спектра необходимо нагревать
тела до температур около 6000 К и стремиться к тому, чтобы
излучение источника света сосредоточивалось по возможности
только в видимой области. При нагреве твердых тел предел по-
вышения температуры ограничивается температурой их плав-
ления и быстрым испарением вещества. В настоящее время наи-
высшие температуры нагрева и световые КПД удается полу-
чать при применении вольфрама (7’пл»3660 К) и карбидов тан-
тала и гафния (7’пл^41504-4200 К), при этом все же значитель-
ная часть излучения лежит в ИК-области. Попытки существен-
но повысить световую отдачу за счет увеличения селективности
излучения нагретых твердых тел пока не дали значительных
результатов, хотя принципиальные возможности в этом направ-
лении имеются [0.8, 1.2—1.4].
В отличие от твердых тел нагрев газов и паров не ограничен
температурой плавления и может осуществляться практически
до любых температур. Наиболее подходящим способом нагре-
ва газов и паров до высоких температур является разряд. Пу-
тем подбора того или иного газа или пара можно получить се-
лективное излучение в интересующей области спектра. Таким
образом, при использовании газов или паров в качестве источ-
ника оптического излучения может быть повышен КПД и полу-
чен желаемый спектр излучения.
Люминесценция. В основе действия люминесцентных источ-
ников света лежат различные способы превращения отдельных
видов энергии непосредственно в оптическое излучение. Оно
возникает при локализованном поглощении внешней энергии
частицами вещества с последующим излучением этой энергии и
поэтому не связано с тепловым состоянием тела. Благодаря
этому при люминесценции возможно более эффективное преоб-
разование подводимой энергии в оптическое излучение. Люми-
несценцией называют спонтанное излучение, избыточное
по сравнению с тепловым, если его длительность значительно
превышает период колебаний электромагнитной волны соответ-
ствующего излучения [1.1]. Люминесценция наблюдается в га-
зообразных, жидких и твердых телах. Спектр люминесценции
может состоять из отдельных линий (излучение отдельных ато-
мов и ионов), полос (излучение молекул) и непрерывных уча-
стков (излучение твердых тел и жидкостей). Твердые или
жидкие вещества, способные излучать свет под действием раз-
личного рода возбуждений, называют люминофорами.
В современных источниках света в основном используют
электролюминесценцию и фотолюминесценцию.
Электролюминесценция — оптическое излучение атомов,
ионов, молекул, жидких и твердых тел под действием ударов
электронов, ионов, ускоренных в электрических полях до энер-
гий, достаточных для возбуждения. Электролюминесценция га-
зов и паров, возбуждаемых электронами в процессе газового
разряда, является первопричиной излучения разрядов и широко
используется в разрядных источниках света. Различные виды
электролюминесценции люминофоров используются в электро-
люминесцентных панелях. Свечение люминофоров под действи-
ем ударов электронов достаточной скорости, называемое като-
долюминесценцией, используется в электронно-лучевых
трубках, кинескопах, электронно-оптических преобразователях,
некоторых специальных источниках света и других приборах.
Фотолюминесценция — оптическое излучение, возникающее
в результате поглощения оптического излучения другого источ-
ника. В парах и газах наблюдается множество видов фотолю-
минесценции, определяемых энергией поглощаемых фотонов и
строением поглощающих атомов, ионов или молекул. Напри-
мер, резонансная флюоресценция паров и газов и многие другие
виды, играющие большую роль в излучении разрядных ламп,
особенно низкого давления (см. гл. 2 и 3). Фотолюминесценция
люминофоров широко применяется в люминесцентных (см. гл.
10—12) и некоторых других разрядных лампах (см. гл. 14 и 17).
В настоящее время наиболее широкое применение получили
источники света, основанные на превращении’ электрической
энергии в оптическое излучение, т. е. по роду первичной энер-
гии относящиеся к категории электрических. Среди них наибо-
лее массовыми являются лампы накаливания и разрядные лам-
пы различного типа.
1.2. ПАРАМЕТРЫ ИСТОЧНИКОВ ОПТИЧЕСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Требования к источникам оптического излучения определя-
ются, прежде всего, свойствами используемого приемника излу-
чения, назначением установки и условиями эксплуатации. Ос-
новной областью применения источников света было и остается
искусственное освещение во всем его многообразии. Наряду с
этим по мере развития наших знаний о действиях оптического
излучения и создания эффективных и надежных источников оп-
тического излучения с соответствующими параметрами разви-
валось применение не только видимого излучения для освеще-
ния, но также видимого, ультрафиолетового ^УФ) и инфракрас-
ного (ИК) излучений для других целей. Среди них необходимо
назвать различные облучательные светотехнические установки,
использующие фотофизические, фотохимические и фотобиологи-
ческие действия оптического излучения, а также устройства
для передачи информации [0.11, 13.6].
Для оценки качества источника и определения степени его
соответствия требованиям того или иного применения исполь-
зуется набор параметров, т. е. показателей, которые всесторон-
не характеризуют свойства источника..
Значения параметров, при которых лампы должны работать
и которые они должны иметь при заданных условиях эксплуа-
тации, называются номинальными. Они устанавливаются,
как правило, на основании статистической обработки результа-
тов испытаний выборок из партии ламп данного типа, а затем
распространяются на всю партию или совокупность ламп дан-
ного типа и поэтому являются величинами вероятностными.
Фактические параметры отдельных образцов обычно отличают-
ся от номинальных, группируясь вблизи установленного таким
путем значения с определенным разбросом (дисперсией). Чем
лучше конструкция лампы, совершеннее технология и оОорудо-
вание, лучше и однороднее качество материалов, строже техни-
ческий контроль и технологическая дисциплина, тем выше па-
раметры и однороднее продукция (меньше разброс). В норма-
тивных документах регламентируются допустимый разброс или
предельные значения каждого из параметров.
Весьма полезным для оценки предельных возможностей про-
ектируемого источника света для определенной области приме-
нения является представление об идеальных источниках. Под
идеальным источником будем понимать такой воображаемый
источник, у которого один или несколько параметров одновре-
менно имеют наилучшие теоретически достижимые значения.
Параметры условно можно разделить на две основные груп-
пы — на технические (физические) и эксплуатационные, хотя
для некоторых параметров такое деление неоднозначно, по-
скольку не всегда можно отделить технические параметры от
эксплуатационных, как, например, для срока службы.
Рассмотрим кратко основные параметры электрических ис-
точников света, предназначенных для освещения и облучения.
Технические параметры. К числу наиболее важных из них
относятся показатели, характеризующие излучение, электриче-
ский режим и конструктивные параметры.
Излучение характеризуется потоком излучения (световым
потоком) Фе (Фу), распределением излучения по спектру <ре(Х),
силой излучения 1е (силой света Iv), энергетической (световой)
яркостью Le(Lv) и ее распределением, а также изменением этих
величин по времени при работе на переменном токе. Цвет из-
лучения осветительных ламп дополнительно характеризуется
цветовыми параметрами: координатами цветности х и у, цвето-
вой температурой ТцВ и индексами цветопередачи — общим /?а
и специальными Ri (от 8 до 14); цвет излучения дуговых ртут-
ных ламп (см. гл. 14) оценивается так называемым красным
отношением.
Электрический режим характеризуется мощностью лампы
Рц, рабочим напряжением на лампе С/л, напряжением питания
Un, силой тока / и родом тока (постоянный, переменный с ча-
стотой f и т. д.). Для разрядных ламп вводят дополнительно
потери мощности в пускорегулирующем аппарате (ПРА), коэф-
фициенты мощности лампы /гл и лампы с ПРА — cos ср, коэффи-
циент амплитуды тока ki, целый ряд напряжений, связанных с
зажиганием и погасанием разряда, токи пускового режима
и др. (см. гл. 5, 12, 14 и др.).
Конструктивные параметры. К конструктивным параметрам
ламп относят габаритные и присоединительные размеры, высо-
ту светового центра, размеры излучающего тела, форму колбы,
ее оптические свойства (прозрачная, матированная, зеркализо-
ванная и т. д.), конструкцию ножки или вводов, конструкцию
и размеры электродов и др.
Эксплуатационные параметры. К числу наиболее важных
из них относят эффективность, надежность, приспособленность
источника к условиям установки и, безусловно, экономичность.
Эффективность, или полезная отдача, источника определя-
ется, во-первых, энергетическим КПД преобразования электри-
ческой энергии в оптическое излучение и, во-вторых, долей энер-
гии оптического излучения, превращаемой в эффективную энер-
гию приемника. Соответственно при оценке эффективности ламп
наиболее важны:
энергетический КПД ламп в заданной области спектра
(Xi—7.2) v
эффективный КПД лампы для соответствующего приемника
излучения »
/ ^2 \ I
Чэф.л = I f Фел U) k U) I / Л, (1 -2)
\*1 / /
где /г (7.)—относительная спектральная чувствительность при-
емника излучения.
Эффективная отдача излучения лампы
Фэф.л/Рл — &тах (7.) 'Пэф.л»
(1.3)
где Фэф.л —так называемый эффективный поток, оцениваемый
по уровню реакции приемника,— размерная величина, измеряе-
мая в специальных единицах, выбранных для оценки реакции
данного приемника; /гтсис(70—значение максимальной спект-
ральной чувствительности приемника (размерная величина).
В случае использования в качестве приемника человеческо-
го глаза Фэф.л — световой поток Фул в люменах; /г(Х) = К (7.) —
относительная спектральная световая эффективность излучения.
kv max=680 лм/Вт при 7.=555 нм.
Световая отдача лампы
^л = Фи/Рл = 680 С f8° Фел(Л)У(Л)<й) /Рл. (1.4)
М=380 / /
Световой КПД лампы соответственно равен:
(7=780 \ /
J Фел(я)К(л)ал \ рл. (1.5)
7=380 / /
Работа источника света в любой реальной светотехнической
установке связана с рядом устройств, обеспечивающих нор-
мальную работу источника, перераспределяющих излучение ис-
точника в пространстве для наилучшей работы приемника и
системы, реализующей энергию приемника. Во всех этих уст-
ройствах, как правило, имеют место потери энергии. Поэтому в
зависимости от того, какая часть потока излучения или эффек-
тивного потока к* какой части затраченной мощности относит-
ся, можно получить различные КПД, характеризующие преоб-
разование энергии того или иного устройства светотехнической
установки.
Надежность — свойство объекта выполнять все заданные
функции в определенных условиях эксплуатации в течение за-
данного времени при сохранении значений основных парамет-
ров в заранее установленных пределах. Надежность — слож-
ное свойство, которое состоит из сочетания свойств: безотказ-
ности, долговечности, ремонтопригодности, сохранности. Коли-
чественно надежность оценивается по ряду показателей
(подробнее — см. ГОСТ 27.002—83). Для источников оптического
излучения наиболее важными показателями надежности явля-
ются разновидности сроков службы. Полным сроком
службы, или продолжительностью горения, ламп называют
суммарное время горения от начала эксплуатации или испыта-
ния в часах до момента полной утраты ими работоспособности,
например в лампах накаливания из-за перегорания нити, в раз-
рядных лампах из-за потери способности зажигаться и т. п.
Полезным сроком службы ламп называют суммарное
время горения ламп в часах от начала эксплуатации или испыта-
ния до момента ухода одного из параметров, определяющих це-
лесообразность использования ламп данного типа, за установ-
ленные пределы, например из-за снижения потока или яркости
ниже определенного предела для осветительных и облучатель-
ных ламп или невозможности эксплуатации специальных раз-
рядных ламп высокой яркости в светооптических приборах из-
за нестабильности положения дуги и т. п. Для определения по-
лезного срока службы осветительных (облучательных) ламп ис-
пользуют кривые спада светового (лучистого) потока в процес-
се горения.
В целях сокращения сроков испытания среднюю продолжи-
тельность горения группы ламп определяют как продолжи-
тельность горения лампы, занимающей среднее место в порядке
перегорания ламп данной группы, например шестой перегорев-
шей лампы при 11 лампах в группе.
Среди большого числа различных типов испытаний ламп на
сроки службы и стабильность отметим стендовые и эксплуата-
ционные. Стендовые проводятся в строго устанавливаемых
и контролируемых условиях, эксплуатационные — в це-
лях выявления или контроля влияния отдельных факторов и
условий эксплуатации (стойкость и прочность к механическим и
климатическим воздействиям, напряжение сети, частота вклю-
чений, условия охлаждения, положения горения и т. д.) на па-
раметры ламп и их изменение в процессе горения (см. также
[1.5]).
Важным показателем надежности является также вероят-
ность безотказной работы ламп в течение заданного времени,
которая часто регламентируется минимальной продолжительно-
стью горения.
Приспособленность источника к условиям установки опреде-
ляется следующими факторами:
делимостью потока излучения источника, т. е. возможностью
изготовления ламп на различные мощности — условие, необхо-
димое для создания рациональных светотехнических установок;
характером распределения излучения в пространстве и раз-
мерами светящегося тела, от которых зависит возможность ра-
ционального размещения источника света в установке и рацио-
нального перераспределения потока излучения в пространстве;
степенью' приспособленности источника к нормальным эле-
ментам светотехнической установки, позволяющей использовать
стандартные элементы;
приспособленностью к режиму стандартных источников пи-
тания;
универсальностью источника света, позволяющей использо-
вать его во многих областях светотехники;
гигиеничностью, которая определяется требованиями, свя-
занными с гигиеной органов зрения, а также с общей гигиеной
и безопасностью.
Гигиена органов зрения предъявляет требования к устойчи-
вости во времени светового потока, распределению энергии в
спектре и плотности или яркости излучения. Общая гигиена
требует безопасности источников света при их использовании,
а также отсутствия излучений, газообразных или других выде-
лений во время работы источника, вредно действующих на ор-
ганизм [0.8, 0.9].
Экономичность. При разработке источников света, особенно
массового применения, необходимо стремиться получить как
можно более высокими все эксплуатационные параметры, в том
числе и экономичность. Параметры самого источника света и
установки связаны между собой рядом соотношений, и обычно
не удается добиться одновременного улучшения всех необходи-
мых параметров и источника света, и светотехнической установ-
ки. Для создания наиболее совершенных светотехнических уста-
новок необходимо в каждом конкретном случае выработать
критерий оптимальности с учетом накладываемых ограничений,
позволяющий количественно сопоставлять пригодности различ-
ных источников света в тех или иных случаях, выбирать наи-
лучшие условия его эксплуатации. Для источников света мас-
сового применения такими обобщающими экономическими кри-
териями могут служить стоимость эксплуатации, отнесенная к
одному люмен-часу или другой аналогичной приведенной вели-
чине, а в более общем случае приведенные затраты. Приведен-
ными затратами называют затраты на эксплуатацию установ-
ки, отнесенные к единице получаемого продукта. Затраты скла-
дываются из стоимости электроэнергии, питающей установку,
стоимости смены ламп, стоимости амортизации сменной и по-
стоянной частей и стоимости обслуживания установки. Опти-
мальным будет являться вариант с наименьшей стоимостью
эксплуатации в расчете на один люмен-час при прочих одина-
ковых условиях (например, освещенность, качество освещения
и т. д.) или в более общем случае вариант с наименьшими при-
веденными затратами (см. гл. 6).
1.3. ОБЩИЕ СВОЙСТВА РАЗРЯДОВ, КЛАССИФИКАЦИЯ
РАЗРЯДНЫХ ЛАМП И ОСНОВНЫЕ ОБЛАСТИ ИХ ПРИМЕНЕНИЯ
Разрядным источником света или разрядной лампой (РЛ)
называют электрическую лампу, в которой свет создается в ре-
зультате электрического разряда в газе и (или) парах металла
(ГОСТ 15049—81, СТ СЭВ 2737—80).
Принцип устройства и применяемые типы разрядов. Подав-
ляющее большинство разрядных ламп представляют собой
прозрачную для оптического излучения колбу цилиндрической,
сферической или иной формы. В колбу герметически впаяны
два основных электрода, между которыми происходит разряд.
Иногда для облегчения зажигания впаивают дополнительные
электроды. Внутреннее пространство колбы после удаления
воздуха и тщательного обезгаживания лампы (удаление сорби-
рованных в материале колбы и электродах паров воды и дру-
гих газов при помощи нагрева под откачкой) наполняется опре-
деленным газом (чаще всего инертным) до различного давле-
ния или инертным газом и небольшим количеством металла с
высокой упругостью паров, например ртутью, натрием и др.
Начиная с середины 60-х годов широкое распространение полу-
чают лампы, в которые кроме инертного газа и ртути вводят
специальные излучающие добавки, представляющие собой боль-
шей частью галогениды различных металлов.
Существует категория разрядных ламп с электродами, ра-
ботающими в открытой атмосфере, у которых разряд происхо-
дит в воздухе и в парах вещества электродов. Это угольные ду-
ги. В этом типе ламп во время работы расходуется материал
электродов. В специальных типах ламп разряд горит в проточ-
ном газе.
Существуют также лампы, в которых используется высоко-
частотный безэлектродный разряд. Они представляют собой за-
паянную колбу без электродов, содержащую необходимые газы
или пары.
В РЛ стационарного действия обычно используются два ти-
па разряда: тлеющий и дуговой, в источниках импульсного дей-
ствия — так называемый импульсный разряд. В соответствии с
этим различают лампы тлеющего, дугового и импульсного раз-
рядов.
Тип разряда, устанавливающийся в лампе после зажигания,
определяется условиями во внешней цепи (значениями питаю-
щего напряжения, балластного сопротивления), типом катода и
давлением газа или пара, наполняющего лампу.
Тлеющий разряд происходит при малых плотностях тока на
катоде (от 10-5 до 10~2 А/см2) и низких давлениях газа или
пара, не превышающих нескольких тысяч паскалей (десятки
мм рт. ст.). Его особенностью является большое падение напря-
жения у катода, составляющее 50—400 В.
В тех случаях, когда тлеющий разряд горит в цилиндриче-
ской трубке на постоянном токе, свечение между электродами
распадается на ряд областей, схематически представленных на
рис. I.I. Области свечения 1, 2, 3,4 и 5, примыкающие к като-
ду, называются катодными частями разряда. Остальную часть
пространства почти до самого анода, за исключением анодного
темного пространства 7, заполняет свечение столба 6.
Дуговой разряд отличается от тлеющего высокими плотно-
стями тока на катоде (102—104 А/см2) и малым околокатод-
ным падением потенциала (5—15 В). Он может происходить в
широком диапазоне давлений (от 0,1 до 1-107 Па) и токов (от
десятых долей до сотен ампер). По физическим процессам и по
характеру излучения он может быть разделен на приэлектрод-
ные области и столб. Столб дуговых разрядов низкого давле-
ния подобен столбу тлеющих разрядов, происходящих при оди-
наковых давлениях, диаметрах и токах. Столб дуг высокого и
сверхвысокого давлений имеет ряд характерных особенностей,
рассмотренных в гл. 4, 14—19.
Импульсный разряд — разновидность нестационарного разря-
да, отличающаяся высокой концентрацией мощности при малой
длительности (не превышающей 5-10~3 с).
В РЛ стационарного действия наиболее широко использу-
ются дуговые разряды, так как с их помощью удается созда-
вать источники с весьма разнообразными характеристиками, об-
ладающие высокой эффективностью при сравнительно низких
рабочих напряжениях.
В подавляющем большинстве ламп используется излучение
столба, обладающее значительно более высоким КПД по сравне-
нию с излучением приэлектродных частей и позволяющее в ши-
Рис. 1.1. Схематическое распределение яркости, потенциала и напряженности
электрического поля в тлеющем разряде:
1 — астоново темное пространство; 2 — катодное свечение; 3 — первое катодное темное
пространство; 4— отрицательное тлеющее свечение; 5—фарадеево темное пространст-
во; 6 — положительный столб; 7 — анодное темное пространство
роких пределах изменять размеры и характеристики светящей-
ся области. Излучение приэлектродных областей, например
тлеющее свечение, используется только в специальных типах
ламп (см. гл. 13).
Классификация РЛ может проводиться по различным при-
знакам. Ввиду большого разнообразия свойств РЛ и применяе-
мости одних и тех же ламп в различных областях ниже приве-
дена классификация по физическим признакам, которые харак-
теризуют все основные свойства разряда, такие, как спектр
излучения, распределение интенсивности излучения в спектре,
яркость, градиент потенциала, энергетический КПД и др. Все эти
свойства разряда определяются в первую очередь составом га-
зовой среды, в которой происходит разряд, парциальными дав-
лениями компонентов газовой сме/и и силой тока. Вместе с ти-
пом разряда, используемой областью свечения и размерами га-
зового промежутка они определяют мощность и напряжение,
габариты и конструкцию ламды и ее узлов, их тепловой режим,
выбор материалов и связанные с этим особенности эксплуата-
ции и области применения.
По составу газовой или паровой среды, в которой происхо-
дит разряд, лампы делят на лампы с разрядом в газах, в парах
металлов и в парах металлов и их соединений.
По величине рабочего давления — на лампы низкого давле-
ния (НД) примерно от 0,1 Па до 25 кПа, высокого давления
(ВД) от 25 до 1-103 кПа и сверхвысокого давления (СВД)
больше 1 • 103 кПа.
По типу разряда — на лампы дугового, тлеющего и импуль-
сного разрядов.
По области свечения — на область столба и область тлеюще-
го свечения.
По типу источника излучения — на:
газо- или паросветные, в которых основным источником из-
лучения являются возбужденные атомы, молекулы или реком-
бинирующиеся ионы;
фотолюминесцентные (называемые для краткости просто лю-
минесцентные), в которых основным источником излучения яв-
ляются люминофоры, возбуждаемые излучением разряда;
электродосветные, в которых основным источником излуче-
ния являются электроды, раскаленные в разряде до высокой
температуры.
У большинства фотолюминесцентных и электродосветных
ламп к основному виду излучения примешивается излучение
разряда, так что они являются, по существу, источниками сме-
шанного излучения.
По форме колбы лампы со столбом подразделяют на:
трубчатые или линейные — лампы в цилиндрических кол-
бах, у которых расстояния между электродами в 2 и более раз
превышают внутренний диаметр трубки;
капиллярные — в трубках с внутренним диаметром меньше
4 мм;
«шаровые» — лампы с расстоянием между электродами,
меньшим или равным внутреннему диаметру колбы (колбы
ламп имеют часто форму шара или близкую к ней, откуда и по-
лучили свое название), их называют также лампами с корот-
кой или средней длиной дуги.
По охлаждению лампы подразделяют на лампы с естествен-
ным и принудительным (воздушным или водяным) охлажде-
нием.
В некоторых типах ламп разрядную колбу, часто называе-
мую горелкой, помещают во внешнюю колбу, которая чаще все-
го служит для ооеспечения теплового режима горелки, но вме-
сте с тем может выполнять и другие функции (см. гл. 7).
Области применения РЛ. Давно было известно, что ртутные
лампы высокого давления и натриевые лампы низкого давления
обладают высокими световыми отдачами. Однако попытки при-
менения этих ламп для целей освещения не имели успеха из-за
сильного искажения цветопередачи, особенно цвета человече-
ской кожи. Впервые этот недостаток удалось преодолеть в
ртутных люминесцентных лампах низкого давления (ЛЛ). Их
появление в 1938 г. ознаменовало собой новый этап в развитии
разрядных источников света. Впервые были созданы РЛ, даю-
щие излучение с непрерывным спектром практически любого
состава и обладающие при этом световой отдачей и сроком
службы, в несколько раз превышающими световые отдачи и
сроки службы ламп накаливания. Световые отдачи современ-
ных ЛЛ достигают 85—90 лм/Вт, а сроки службы 12—15 тыс. ч
и более. В настоящее время ЛЛ являются наиболее массовым
разрядным источником света, применяемым для освещения. Их
мировой выпуск достигает почти 1 млрд, ламп в год.
В начале 50-х годов появились ртутные лампы высокого
давления с исправленной цветностью типа ДРЛ (см. гл. 14).
Эти лампы, обладающие высокой светоотдачей (45—60 лм/Вт)
и сроком службы 10—15 тыс. ч, получили в настоящее время
весьма широкое применение. Их мировой выпуск достигает мно-
гих десятков миллионов ламп в год и продолжает расти.
В 60-х годах были открыты новые, исключительно плодо-
творные направления в создании разрядных ламп высокой ин-
тенсивности с самым различным спектром излучения и более
высокими КПД, чем у существовавших до этого. Впервые для
ламп высокой интенсивности удалось перешагнуть рубеж в
100 лм/Вт. Уже разработано и выпускается большое число но-
вых типов, которые по многим параметрам значительно превос-
ходят ртутные лампы высокого давления типа ДРЛ и занимают
видное место в семье разрядных источников света. Это натрие-
вые лампы высокого давления в колбах из кристаллического
оксида алюминия, широко применяемые для наружного осве-
щения (см. гл. 18), и различные типы так называемых метал-
логалогенных ламп (см. гл. 15—17).
Наряду с освещением разрядные лампы находят многочис-
ленные и весьма важные применения во многих отраслях народ-
ного хозяйства, в новейшей технике и в военном деле, что объ-
ясняется особенностями электрического разряда, которые по-
зволяют создавать источники излучения с очень разнообразным
сочетанием параметров. Путем подбора соответствующего на-
полнения и условий разряда удается создавать высокоэффек-
тивные источники излучения практически в любой части не
только видимого, но также УФ- и ИК-областей спектра, при
этом можно получать спектры излучения, состоящие из одиноч-
ных линий, многолинейчатые и непрерывные. Это достоинство
РЛ открыло им исключительно широкие возможности примене-
ния не только для освещения, но также для многочисленных
специальных целей. Так, например, в промышленности, сельском
хозяйстве, медицине и других отраслях народного хозяйства
широко используются фотолюминесценция, фотохимические,
биологические, бактерицидное и другие действия УФ-излучения;
красное излучение неона применяется для сигнального освеще-
ния, ИК-излучение — для лучистого нагрева, сигнализации, свя-
зи и т. д.
Разряды высокого и особенно сверхвысокого давления име-
ют высокие яркости в различных областях спектра, в десятки
и сотни раз превосходящие яркости ламп накаливания, благо-
даря чему они с успехом применяются в различных светоопти-
ческих приборах и установках.
Малая инерционность излучения разряда является недостат-
ком для общего освещения, поскольку она приводит к большим
пульсациям, светового потока при работе в стандартных сетях
переменного тока с частотой 50 Гц. В то же время она откры-
вает РЛ множество специальных применений там, где требу-
ется модуляция излучения.
Широкое и весьма разнообразное применение находят им-
пульсные лампы, дающие вспышки излучения исключительно
высокой яркости и очень малой длительности. Они применяют-
ся в многочисленных приборах и установках для наблюдения
и изучения быстродвижущихся частей машин и механизмов
(в стробоскопах), при фотографировании и изучении быстро-
протекающих процессов, аэрофотосъемке, оптической дально-
метрии и т. д. В настоящее время импульсные лампы широко
применяются для оптической накачки лазеров.
Наряду со многими достоинствами РЛ имеют и недостатки,
главным из которых является некоторая сложность их включе-
ния в сеть, связанная с особенностями разряда. При зажигании
требуются более высокие напряжения, чем при устойчивом го-
рении. Для обеспечения устойчивого режима горения в цепь
каждой лампы приходится включать балласт, ограничивающий
ток разряда требуемыми пределами.
Характеристики ламп с разрядом в парах металлов или ве-
ществ зависят от их теплового режима, и их нормальный режим
устанавливается только спустя некоторое время после включе-
ния. Повторное зажигание ламп с разрядом в парах металла
при высоком и сверхвысоком давлениях без специальных прие-
мов возможно только по истечении некоторого времени после
выключения.
Глава вторая
ПРОЦЕССЫ, ОПРЕДЕЛЯЮЩИЕ ГЕНЕРАЦИЮ
И ПЕРЕНОС ИЗЛУЧЕНИЯ В РАЗРЯДЕ
2.1. ИЗЛУЧЕНИЕ РАЗРЯДА
Спектр излучения разряда в атомарных газах или парах ме-
талла при низких давлениях и малых плотностях тока является
линейчатым. Он состоит из отдельных узких линий, разде-
ленных темными промежутками. Каждый газ или пар дает со-
вершенно определенное, характерное только для него располо-
жение линий в спектре. Отдельные линии могут исчезать или
появляться, но при этом для каждого вещества будет присуща
определенная их совокупность.
Линейчатый спектр возникает в результате излучения воз-
бужденных атомов, образующихся из нормальных в процессе
самого разряда. При достаточно низких давлениях газа и ма-
лых плотностях тока возмущающее действие соседних атомов,
и частиц друг на друга пренебрежимо мало, и наблюдаемая кар-
тина излучения представляет собой результат излучения огром-
ного числа независимых атомов.
По мере повышения давления газа и плотности тока проис-
ходит увеличение яркости излучения отдельных линий и пере-
распределение мощности излучения между ними. Вместе с тем
увеличивается возмущающее действие соседних атомов и заря-
женных частиц на излучающие атомы, что приводит к ушире-
нию спектральных линий и изменению формы, т. е. распреде-
лению спектральной плотности излучения в пределах отдель-
ных линий. Наряду с линейчатым спектром появляется непре-
рывный фон, связанный с излучением свободных электро-
нов, квазимолекул, или свечением, вызванным рекомбинацией'
электронов и ионов.
По мере повышения давления газа и плотности тока возра-
стает излучение непрерывного фона по сравнению с линиями.
Линии уширяются и как бы тонут в нем. В результате этого-
спектр излучения разных газов и паров из линейчатого посте-
пенно становится непрерывным^ Области давлений и плотно-
стей тока, при которых становится заметным этот переход, за-
висят от рода газа или пара, в котором происходит разряд. Так,
например, спектр излучения разряда в парах ртути при давле-
нии около 107 Па и плотностях тока 200 А/см2, несмотря на на-
личие непрерывного фона, все еще имеет отчетливо выражен-
ный линейчатый характер, в то время как разряд в тяжелых
инертных газах (Аг, Кг, Хе) уже при давлениях около 105 Па
и плотностях тока свыше 20 А/см2 дает отчетливо выраженный
непрерывный спектр излучения.
При разряде в молекулярных газах наблюдается спектр, со-
стоящий из очень большого числа близко расположенных ли-
ний, производящих впечатление полос,— полосатый
спектр.
Для выяснения механизма и закономерностей излучения
разряда необходимо знать прежде всего спектры излучения изо-
лированных атомов различных веществ, а также процессы воз-
никновения, движения и разрушения возбужденных атомов и
фотонов в различных условиях разряда.
2.2. СПЕКТРЫ ИЗЛУЧЕНИЯ АТОМОВ
Энергетические состояния атома и излучение [0.1]. Нормально атом нахо-
дится в состоянии с наименьшей возможной энергией. При известных усло-
виях он может поглотить энергию извне, причем в зависимости от величины
поглощенной энергии может либо возбудиться, либо ионизоваться. При воз-
буждении атома валентный электрон переходит на один из более высоких
энергетических уровней, оставаясь связанным с ядром. При ионизации, тре-
бующей большой величины энергии, атом распадается на свободный элек-
трон и положительный ион.
Большинство возбужденных состояний атома являются неустойчивыми,
и спустя некоторый промежуток времени возбужденный атом переходит в со-
стояние с меньшей энергией, испуская при этом фотон, уносящий разность
энергий. Частота испускаемого при этом излучения v определяется извест-
ным соотношением:
= (2.1)
где W7? — потенциальная энергия возбуждаемого атома до излучения; Wt —
потенциальная энергия атома после излучения; h — постоянная Планка, рав-
ная 6,62-10-34 Дж-с.
Поскольку энергии возбуждения атомов W могут иметь только опреде-
ленные дискретные значения, характерные для атомов каждого вещества,
спектр излучения атомов может состоять только из дискретных частот, опре-
деляемых соотношением (2.1). Чем меньше энергия возбужденных атомов
отличается от энергии нормального состояния, тем меньшее число частот,
или, иначе говоря, спектральных линий, они могут излучать, и наоборот.
Спектральные линии, излучаемые в результате перехода атома из самого
низкого возбужденного состояния в нормальное невозбужденное, называются1
резонансными.
Средняя продолжительность жизни возбужденных атомов в некотором
возбужденном состоянии «в» является понятием статистическим. Если кон-
центрация атомов на уровне «в» не пополняется, то она убывает со временем
по экспоненте;
МО = «в (0) е~*^ = пв(0) е~^ , (2.2)
где ив(0) и ив (0—концентрации на уровне «в» соответственно в начальный
момент времени и через время t; тв — средняя продолжительность жизни
атома, возбужденного до уровня «в»; обратная величина ув=1/тв называется
«коэффициентом затухания» уровня «в». Таким образом, тв — это время,
в течение которого концентрация на уровне «в» падает в е раз. Если умень-
шение концентрации происходит только за счет спонтанных переходов на
нижние уровни, то
/ в—1
тв = 1 / 2 -^в.н»
/ и=0
(2.3)
где Лв.,! — вероятности перехода возбужденного атома из энергетического со-
стояния «в» во все более низкие состояния «и» путем спонтанного излучения.
Экспериментально и теоретически установлено, что в отношении излуче-
ния действует правило отбора. Согласно этому правилу вероятности
излучения Ав.я имеют конечные значения для переходов, при которых побоч-
ное квантовое число изменяется на +1 (А/=+1), а внутренне квантовое
число / — на А/ =+1 или 0. Для главного квантового числа правил отбора
нет. В остальных случаях изменения I и / вероятности излучения оказывают-
ся равными (или близкими) нулю. Правило отбора действует тем строже, чем
меньше количество электронов в атоме. У многоэлектронных атомов имеется
конечная вероятность излучения линий при переходах, запрещенных прави-
лами отбора. В отношении возбуждения атома правил отбора нет, т. е. при
возбуждении атом может переходить с любого уровня на любой, хотя также
с различной вероятностью.
Средняя продолжительность жизни возбужденных атомов, для которых
возможны переходы с излучением, составляет 10~7—10-8 с. Атомы некоторых
веществ имеют уровни возбуждения, с которых переходы в более низкое
энергетическое состояние с излучением запрещены (точнее, имеют очень ма-
лую вероятность). Соответственно этому продолжительности жизни атомов
в таких состояниях относительно велики и исчисляются временами от тысяч-
ных долей до нескольких секунд. Такие состояния называются метаста-
б и л ь н ы м и.
Графическое изображение энергетических уровней и спектральных линий
атомов. Возбужденные состояния атомов принято изображать графическими
схемами. По вертикальной оси обычно откладываются энергии возбужденных
состояний, причем за начало отсчета принимается энергия нормального со-
стояния. Энергии откладываются в электрон-вольтах по левой стороне и
в волновых числах по правой стороне прямоугольника. Волновым чис-
лом называется число волн, укладывающихся на длине в 1 см, т. е. вели-
чина v=l/X. Единица измерения называется «обратным сантиметром» — см-1.
Вверху проводится горизонтальная черта на расстоянии, соответствующем
в избранном масштабе энергии ионизации. На этой черте проставляются сим-
волы термов 5, Р, D, F, соответствующие значениям 1=0, 1, 2, 3 и т. д., и
проводят тонкие вертикальные линии.
Как следует из правил отбора, спектральные линии на графической схеме
будут изображаться отрезками прямых, соединяющих энергетические уровни
наискосок.
Наличие у электронов момента спина вызывает расщепление уровней
(термов) на подуровни, кроме 5-термов. У атомов с одним валентным элек-
троном (щелочные металлы) уровни расщепляются на два подуровня (дубле-
ты). У атомов с двумя валентными электронами (Zn, Cd, Hg) в зависимости
от расположения спинов электронов термы являются одиночными (сингулеты)
либо распадаются на три подуровня (триплеты). Подробнее см. в [0.1].
Спектральные линии принято делить на серии. Главной серией
(principal) называют группу линий, соответствующих переходам с уровней Р
на ближайший к ядру свободный уровень 5. Резкой серией (sharp) —
переходы с уровней S на Р. Диффузной (diffuse)—переходы с уров-
ней D на Р. Фундаментальной серией (fundamental) — переходы с уров
ней F на D.
Спектры излучения атомов некоторых элементов. В современных разряд-
ных источниках излучения находят применение пары многих металлов. Наи-
более широкое распространение получили ртутные и натриевые лампы. Из
газов для целей излучения находят применение, главным образом, инертные
газы (гелий Не, неон Ne, аргон Аг, криптон Кг, ксенон Хе), реже — азот N2,
водород Н2 и некоторые другие газы. Среди ламп с газовым наполнением
наиболее широко применяются лампы с неоном и ксеноном.
На рис. 2.1 приведены в качестве иллюстрации видимые спектры атомов
натрия Na, ртути Hg и иеона Ne.
На рис. 2.2—2.5 даны схемы энергетических уровней атомов натрия Na,
ртути Hg, таллия Т1 и неона Ne.
анергия, эВ
$1/2
О
3,0
1,0
о
5,12
5,0
2,7
2,0
2р
^3/2
Z^1I2
Zl,5/2,3/2 2‘
10000
15000
Z0000
25000
30000
35000
00000
05000
Рис. 2.2. Схема энергетических уровней атома натрия
—\5000
Волновое число V, см-
Сингулеты
7p Jp
b0 ^1
^038\-----=U I —Г
Триплеты
3S1 3Р2 3Pj 3PQ % % 3f^j3j2
!=70
10 = = 10
о
J п z z1l- -io ft з 3z s
<т7 __Г-9--з 4-s
г -S --8
г-8
--8 -~s --7 s00g
-~8
61Т-
8 -
№
10 -10-
7 -
0,87-
z =70 = =5
--3
г_в
ивгл ь 3
~~7
.7-7 J-
5F г\1^9б°
"-‘Ш
т-7
Б3Р.
2\-
8%
8%
Рис. 2.3. Схема энергетических уровней атома ртути
4,88 -
4.88 ~
'10000
15000
20000
25000
30000
35000
чоооо
W000
50000
55000
- 80000
Волновое число V, см
05000
- 70000
- 75000
~ 80000
- 85000
Энергия, эВ
2t-
1
О
5 -
4.86 -
6,08-
6 -
v,cm-^
5000
10000
15000
20 000
30000
35000
40000
45000
50000
Рис. 2.4. Схема энергетических уровней атома таллия
3.27\~2s
3
—125000
Рис. 2.5. Схема энергетических уровней атома неона
Оптический спектр атомов, как правило, возникает в результате перехо-
дов одного из валентных электронов и определяется электронной конфигу-
рацией внешних и достраивающихся оболочек. В спектроскопии принято де-
лить все элементы по характеру спектра на шесть групп.
В табл. 2.1 приведены значения потенциалов ионизации, по-
тенциалов возбуждения и длины волн резонансных линий неко-
торых атомов.
Таблица 2.1
Потенциалы воз-
Элемент1 Потенциал буждения резо- Длины волн резо- Переходы*
ионизации, В лее глубоких излучающих нансных н „послед- них* линий, нм
уровней, В
н (1) 13,54 10,15 121,6 2^>l/2,3/2~*2,Sl/2
Li 5,39 1,85 670,79 2^l/2~*1Sl/2
(2) 670,78 ^3/2-2S1./2
Na (3) 5,14 2,09 589,59 1 589,99 / Аналогичные
К 4,34 1,61 769,90 1
(4) 1,62 764,49 / и
Rb 4,18 1,56 794.73 1
(5) 1,59 780,03 / »
Cs 3,89 1,39 894,35 1
(6) 1,45 852,11 /
Be 9,50 2,73 —
(2) 5,28 234,86
Mg (3) 7,61 2,71 456,16 I 285,21 / Аналогичные
Ca 6,08 1,89 657,28 1
(4) 2,93 422,67 / V
Sr 5,67 1,80 689,26 1
(5) 2,69 460,73 / я
Ba 5,19 1,57 791,13 1
(6) 2,24 553,55 / я
Zn 9,35 4,03 307,59 1
(4) 5,81 213,86 /
Cd 8,95 3,80 326,10 \
(5) 5,31 228,80 /
Hg 10,39 4,89 253,65 1
(6) 6,71 184,95 / я
В (2) 8,34 4,97 249,85 1 249,75 / SSt/2^2f>S/2
Al (3) 5,98 3,14 396,15 1 394,40 / Аналогичные
Ga 6,00 417,21 1
(4) 3,08 403,30 /
In 5,78 451,13 1
(5) 3,02 410,18 J я
T1 6,11 535,05 1
(6) 3,28 366,57 / »
I 10,45 7,56 164,25
(5)
Продолжение табл. 2.1
Элемент1 Потенциал ионизации, В Потенциалы воз- буждения резо- нансных и наибо- лее глубоких из луч ах щих уровней, В Длины волн резо- нансных и„послед- них" линий, нм Переходы1
Не (1) 24,47 20,86 21,2 59,16 58,44
Ne (2) 21,56 16,52 16,65 74,3 73,6 Аналогичные
Аг 15,76 11,50 11,70 106,7 1 104,8 / Я
Кг w 14,00 9,91 10,62 123,6 1 116,5 / я
Хе 12,13 8,45 9,56 146,9 1 129,5 / я
. - J
1 В скобках указано значение главного
Сужденного атома.
2 Аналогичные; отличаются значениями
квантового числа
п внешней оболочки воз-
п, которые для сокращения опущены.
2.3. ОСНОВНЫЕ ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ПРОЦЕССЫ В ОБЪЕМЕ РАЗРЯДА
Основные виды элементарных процессов. Все макроскопиче-
ские характеристики разрядных источников света, такие, как
электропроводность, излучение, теплопроводность и другие, яв-
ляются совокупным результатом огромного числа различных
взаимодействий между отдельными частицами, происходящих
в объеме разряда и на ограничивающих его поверхностях —
электродах и стенках колбы. В разрядных источниках света
обычно присутствуют следующие основные виды частиц, меж-
ду которыми происходят процессы взаимодействия: нормальные
и возбужденные атомы (реже — молекулы), электроны, ионы
и фотоны. В условиях разрядных источников света, как прави-
ло, взаимодействия между ними можно рассматривать как пар-
ные (редко тройные) соударения и как излучательные процес-
сы. Под соударением понимают такой процесс взаимодействия
между двумя (реже—тремя) отдельными частицами или одной-
двумя частицами и поверхностью, при котором среднее время
взаимодействия значительно меньше времени их независимого
движения. К излучательным процессам относятся процессы ис-
пускания и поглощения фотонов атомами, ионами, молекулами.
По элементарным процессам имеется обширная литература
(см., например, [0.2, 0.3, 0.5, 2.1—2.4]). Поэтому ниже рассмот-
рены только наиболее важные характеристики элементарных
Рис. 2.6. Схема, иллюстрирующая
энергетические переходы при неупру-
гих взаимодействиях атомов с элек-
тронами и фотонами
процессов, играющих основ-
ную роль в расчетах разряд-
ных источников.
В зависимости от характе-
ра взаимодействия соударения
разделяют на упругие и не-
упругие.
Упругими называют соуда-
рения, при которых сумма ки-
нетических энергий центров тя-
жести соударяющихся частиц до и после соударения остается
неизменной, т. е. соударения, не приводящие к изменению вну-
тренней энергии соударяющихся частиц.
Неупругими называют такие соударения, в результате кото-
рых происходит изменение суммы кинетических энергий центров
тяжести соударяющихся частиц. Такие соударения приводят к
изменению внутренней энергии соударяющихся частиц. Неупру-
гие соударения в свою очередь подразделяются на удары I и
II рода. Ударами I рода называют соударения, в результате ко-
торых происходит увеличение внутренней энергии соударяющих-
ся частиц, а ударами II рода — обратные процессы, приводящие
к уменьшению их внутренней энергии.
На рис. 2.6 горизонтальными линиями схематически изобра-
жены нормальное (0) и несколько возбужденных состояний
атома (1, 2,...,/), пунктиром изображен потенциал ионизации
Ui. Стрелками показаны возможные переходы между ними в
результате различных неупругих соударений. Подробное объ-
яснение обозначений и индексов приведено в § 2.4. Прямыми
стрелками обозначены процессы соударения атомов с электро-
нами, волнистыми стрелками — процессы поглощения и испуска-
ния излучения атомами. Конец и начало стрелки показывают,
из какого начального в какое конечное состояние переходит
атом в результате данного элементарного процесса. Сплошные
стрелки, направленные вверх, изображают удары I рода с
электронами, приводящие к возбуждению атомов. Стрелки, на-
чинающиеся с основного состояния 0, изображают прямое воз-
буждаюшее соударение, а стрелки, начинающиеся на более вы-
соких уровнях,— ступенчатое возбуждение. Пунктир-
ные стрелки изображают соответственно процессы прямой и
ступенчатой ионизации.
Ступенчатым возбуждением или ионизацией, как известно,
называются процессы соударения возбужденных атомов (обыч-
но с электронами), в результате которых возбужденный атом
переходит в более высокое энергетическое состояние или иони-
зуется. ,
Сплошные стрелки, направленные вниз, изображают удары
II рода, тушащие соударения возбужденных атомов с
электронами, в результате которых атом отдает энергию элект-
рону и переходит в более низкое энергетическое состояние без
излучения.
Волнистые стрелки, направленные вверх, изображают погло-
щение фотонов атомом, волнистые стрелки, направленные
вниз,— спонтанное излучение, в результате которого атом ис-
пустит квант энергии в произвольном направлении.
Волнистые пунктирные стрелки, направленные вниз, изобра-
жают стимулированное или индуцированное из-
лучение, возникающее под действием излучения той же часто-
ты. В результате этого процесса атом переходит в нижнее энер-
гетическое состояние, испуская при этом квант излучения стро-
го в том же самом направлении, той же частоты и поляризации,
что и стимулирующий квант (см. § 2.5). Процессы, происходя-
щие с участием возбужденных атомов, называются часто вто-
ричными.
Определение соударения и эффективного сечения. Посколь-
ку взаимодействующие частицы не являются твердыми шарами
определенных радиусов, под соударением вообще понимают про-
хождение одной частицы вблизи другой. Такое соударение
удобно характеризовать относительной скоростью этих двух ча-
стиц до соударения v и расстоянием по перпендикуляру г меж-
ду, центром одной частицы (1) и направлением скорости вто-
рой частицы (2) до соударения, проведенным через ее центр
(рис. 2.7,а). Обозначим его как (и, г)-соударение.
Обозначим далее через <рд(п, г) вероятность того, что в ре-
зультате (п, г)-соударения произойдет интересующий нас про-
цесс А. Очевидно, что зависимость <рд (п, г) от v и г будет раз-
лична для различных процессов взаимодействия, в частности
для различных возбуждающих и ионизующих соударений. Вид
<рл(ц, г) для определенного процесса в общем случае можно
найти на основе квантовомеханического рассмотрения задачи.
Из общих соображений можно сказать только, что <рд (v, г)
должна обращаться в нуль при очень большом г. Для удобст-
ва расчетов вводят условное понятие эффективного попе-
речного сечения молекулы или атома для данного про-
цесса, например А:
оо
(у) = J фд (у- 0 2nr dr = лг*фД. (2.4)
О
Выражение пгэфА носит название эффективного поперечно-
го сечения молекулы или атома для данного процесса А. Такое
выражение эффективного сечения удобно для характеристики
элементарных процессов, не зависящих от направления скоро-
сти, например для неупругих соударений.
При расчетах процессов соударений, зависящих от направ-
ления, например передачи импульса или кинетической энергии
при упругом рассеянии, соответствующее эффективное сечение
удобно характеризовать дифференциальным сечением рассея-
ния dq в пределах элементарного телесного угла в сферической
системе координат: da = 2л sin гДК) (рис. 2.7,6). Оно равно:
d<7(u, 0)=2л/(щ fl) sin ft df}, где I (у, О) —часть полного эффек-
тивного сечения рассеяния q(y) в единичный телесный угол с
направлением &. Полное эффективное сечение q(y) получим,
проинтегрировав dq по Ф от 0 до л (рис. 2.7,6):
q (•) = 2л [ / (?, &) sin & d&. (2.5)
о
В расчетах кинетических характеристик электронов в газе
важную роль играет так называемое тормозящее сечение ато-
мов или эффективное сечение передачи импульса. Оно связано с
дифференциальным сечением выражением (см., например,
[0.2, 0.3])
<?т ( •) = j (1 — cos S) I (7, S) sin & d&. (2.6)
0
Множитель (1—cos ft) в (2.6) появляется от того, что при рас-
сеянии на угол передается (1—coS'&J-n часть импульса элект-
рона и соответственно 2(me/ma) (1—cos ft)-я часть кинетической
энергии.
Зная значение qA(v), можно определить число соударений,
приводящих к данному процессу в тех или иных условиях раз-
ряда. Отсюда ясно, какое исключительно важное значение для
оценки роли различных процессов в разряде и построения ко-
личественной картины явления имеет определение эффективных
сечений атомов для различных процессов.
Экспериментально эффективное сечение для какого-либо
процесса соударения определяется как общее число соударений
данного типа, происходящих либо в единичном объеме в едини-
цу времени, либо на определенном пути. В литературе дается
часто полное эффективное сечение Qx, которое
представляет собой сумму площадей эффективных сечений всех
атомов в единице объема:
QA(v)=nqA(y), (2.7)
где п — концентрация атомов.
Обычно приводят значение полного эффективного сечения,
отнесенное к числу атомов или молекул в 1 см3 при давлении
133,32 Па (1 мм рт. ст.) и температуре О °C. Из него легко най-
ти среднее значение эффективного сечения отдельного атома
или полное эффективное сечение для требуемого давления и
температуры.
Приведенное полное эффективное сечение Qia для процес-
са А
QiA(v)=NiqA(v), (2.8)
где М— число атомов в 1 см3 при давлении 133,32 Па
(1 мм рт. ст.) и 0°С. Число М~3,54-1016 1/см3 и является
для всех газов величиной постоянной.
Определение эффективного сечения по ослаблению направ-
ленного потока. Представим себе, что в газе с концентрацией
атомов п распространяется в некотором направлении парал-
лельный и однородный по своим свойствам поток частиц, на-
пример поток электронов со скоростями от v до v-\-dv или по-
ток фотонов с частотами от v до v-J-dv. Вследствие соударений
с атомами газа он будет рассеиваться или поглощаться и, та-
ким образом, ослабляться с расстоянием. Допустим, что рассея-
ние или поглощение происходит в результате только одного ви-
да соударений, определяемого эффективным сечением q(v).
Тогда ослабление направленного потока F{v), проходящего че-
рез единичную площадь, в элементарном слое толщиной dl в
направлении потока будет пропорционально полному эффек-
тивному сечению атомов газа в объеме IXl^dl:
dF (v)=q(v)nF(v)dl. (2.9)
Разделяя переменные и интегрируя, получаем хорошо извест-
ное из кинетической теории и оптики выражение для ослабле-
ния потока с расстоянием:
(I \
—^q^)ndl\, (2.10)
о J
где Fi и Fo — потоки соответственно на расстоянии / и на-
чальный.
При постоянной концентрации частиц газа на пути получим
обычное выражение:
f(l, ц)=ехр(—q(v)nl). (2.11)
Отсюда видно, что показатель ослабления или поглощения по-
тока равен полному эффективному сечению атомов в единич-
ном объеме газа:
kA(v) =qA(v)n=QA(v). (2.12)
Величина, обратная kA(y), носит название средней длины
свободного пробега частиц для рассматриваемого процесса в
данном газе:
(v) — l/qA(v)n. (2.13)
2.4. СОУДАРЕНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ С АТОМАМИ
Электроны являются наиболее подвижными и активными
частицами в разряде. Обладая зарядом и малой массой, они
приобретают в электрическом поле разряда наибольшие скоро-
сти так, что почти весь ток переносится электронами. Они же
в основном в результате многочисленных соударений с атома-
ми передают им часть полученной в поле энергии. Упругие со-
ударения вызывают нагревание газа; в результате неупругих
соударений происходит большая часть актов возбуждения и
ионизаций, обеспечивающих развитие и поддержание тока, т. е.
самого разряда.
Теоретические расчеты эффективных сечений пока не очень
точны. Они, скорее, могут служить для оценок и выявления ха-
рактера зависимостей. Поэтому в расчетах для получения бо-
лее достоверных результатов лучше пользоваться эксперимен-
тальными данными. Несмотря на то что в литературе имеется
большое количество экспериментальных данных о величине и
виде различных эффективных сечений [0.3, 2.1, 2.3], их все же
часто оказывается недостаточно для расчетов. В этих случаях
приходится, пользуясь теоретическими соображениями, приспо-
сабливать тем или иным способом имеющиеся данные.
Связь между числом соударений и соответствующим эффек-
тивным сечением. Для большинства расчетов имеет значение
не само эффективное сечение отдельного атома, а общее число
соударений данного типа, происходящих либо в единичном объ-
еме в единицу времени, либо на определенном пути.
Рассчитаем число соударений, происходящих в единице объ-
ема в 1 с между электронами и атомами, приводящих к интере-
сующему нас процессу. Поскольку скорости электронов, по
крайней мере, на три порядка выше скоростей атомов, можем
считать атомы неподвижными. Пусть далее концентрация ато-
мов равна п, а концентрация электронов пе. Число соударений,
приводящих к рассматриваемому процессу и совершаемых од-
ним электроном скорости v в 1 с со всеми атомами, очевидно,
равно количеству атомов, центры которых находятся в объеме
цилиндра длиной, численно равной v, и радиусом гэфа(п) для
рассматриваемого процесса А, т. е.
Zia (^) = nv (nrl^A (})) = nvqA (’) (2.14)
Эту величину называют частотой соударений типа А при скоро-
сти V.
Чтобы определить полное число соударений, приводящих к
данному процессу в 1 с, в единице объема всеми электронами,
надо Zia(v) умножить на число электронов со скоростями от v
до v-{-dv, равное (dneldv)dv, и проинтегрировать его по всем
скоростям. Введем функцию относительного распределения элек-
тронов по скорости fe{v)= (dneldv)lne. Тогда получим
ео
ZA = ПГ1е f A (U) /е W vd°‘ (2'15>
О
Иногда удобнее перейти от скоростей к энергиям электро-
нов. Для этого выразим v через энергию (тец2/2) —ее. После
замены переменных
(dnjdv) vdv = V 4/2dse
г те \аее /
и введения функции относительного распределения электро-
нов ПО Ее, равной fe(Ee)— (dne/dEe) (1/Пе),
получим
ZA = ппе V2fme J qA (ej fe (ее) VTe d&e. (2.16)
о
Очевидно, для определения Za нужно знать функции qA и
fe, причем для получения выводов общего характера удобно
иметь для них аналитические выражения. Для fe в столбе раз-
ряда часто принимают функцию Максвелла, которая для ско-
ростей имеет вид
: (v\ — 4 ( те V/2 meV2 руп ( meV2 \
/ 71 \ 2kTe J 2kTe Р \ 2kTe)
(2.17а)
и для энергии
(2.176)
где Те — температура электронов, К.
Аналогичный вид имеют формулы и для других частиц.
Энергию электронов удобно выражать в электрон-вольтах
(эВ). Для этого достаточно в формулах заменить ее на eU, где
U — разность потенциалов, В.
Обратим внимание на связь Те с Ue. Если брать энергию, со-
ответствующую средней квадратичной скорости, то
(тЛф/2) = (3/2)АТе^еГ7е.
Отсюда Те— (2/3) (elk) Ue~7740 Ue.
При расчете числа неупругих соударений (возбуждение,
ионизация, тушение) удобно ввести число соударений, приводя-
щих к данному переходу в 1 с в единице объема в расчете на
один электрон и на один атом. Эту величину, представляю-
щую собой вероятность соответствующего процесса, будем обоз-
начать для ударов I рода а' с двойным индексом внизу; первая
цифра или буква индекса будет обозначать состояние атома до
соударения, а вторая — после соударения. Аналогичную величи-
ну для ударов II рода будем обозначать [У с аналогичными
индексами (см. рис. 2.6).
Из (2.16) найдем а' и 0'; индексы соответствуют произволь-
ным состояниям k и Т.
.___ ео
a'kl = V
о
(Ь = 1/^ [ qlk (U) Vu fe (U) dU.
Г rne J
0
(2.18)
Различие между а' и [У определяется видом функций qki(U)
и Qik(U). Связь между ними рассмотрена в этом параграфе
ниже.
При максвелловском распределении электронов по энерги-
ям выражение (2.18) для а' приобретает вид [в (2.18) подстав-
ляем fe из (2.17)]:
eU
a'=/JrW3/2fq^Ue kTedu- (2J9)
b
Перейдем теперь к определению q при различных соударе-
ниях электронов с атомами, необходимого для расчета числа
тех или иных процессов. Конкретные значения z, а' и |3' для от-
дельных случаев будут рассмотрены в соответствующих пара-
графах.
Эффективные сечения для упругих соударений электронов
с атомами., газа необходимы для определения теплоотдачи от
электронов к атомам газа и подвижности электронов. На рис.
2.8,о, б, в приведены эффективные сечения некоторых атомов
при упругих соударениях с медленными электронами в зависи-
мости от их энергии. У ряда атомов и молекул при малых энер-
гиях электронов наблюдается немонотонный ход эффективного
сечения (эффект Рамзауэра). Он объясняется волновыми свой-
ствами электронов [0.2]. Особенно резко этот эффект выражен
у тяжелых инертных газов: Хе, Кг, Аг (рис. 2.8,в). В области
энергий электронов около 0,5—1 эВ они имеют глубокий мини-
мум эффективного сечения для упругих соударений. Аналогич-
ный эффект наблюдается у щелочных металлов, но он выражен
значительно слабее (рис. 2.8,о). На рис. 2.8,г приведено значе-
ние qeHg для соударений с атомами ртути в увеличенном мас-
штабе по измерениям Мак-Катчена (1958 г.).
Наибольший вклад в число упругих соударений электронов
с атомами дают электроны с энергиями вблизи максимума fe,
который для разрядов, наиболее употребительных в источниках
света, лежит в пределах от 0,4 до 1,5 эВ. Однако именно эта
область представляет наибольшие трудности для эксперимен-
тальных и теоретических исследований, что может приводить к
значительным ошибкам в расчетах [2.1].
Эффективные сечения атомов для возбуждения электрон-
ным ударом необходимы для определения числа возбуждающих
соударений и числа образующихся возбужденных атомов. Они
зависят от скорости или энергии электронов и от того, с како-
го уровня на какой происходит переход. На рис. 2.9 приведен
вид типичных эффективных сечений для возбуждения атомов
ртути электронами. Эффективное сечение возбуждения уровня I
с уровня k qki(U) можно представить в виде произведения
qiu(U) = qki max
Где Qki max — значение соответствующего эффективного сечения
в максимуме, a fki(U) называется функцией возбуждения.
Рис. 2.8. Эффективные сечения некоторых атомов для упругих соударений
с электронами
Эффективные сечения и функции возбуждения равны нулю
вплоть до энергий электронов, равных разности потенциалов на-
чального и конечного состояний атома Wi—Wk, затем возра-
стают, проходят через максимум и падают. Вид функции воз-
буждения зависит от спина электронов в начальном и конечном
состояниях атома. Если при возбуждении происходит изменение
спина, то функция имеет более крутой и острый максимум
(кривая 3, рис. 2.9,о); при переходах, не сопровождающихся из-
Рис. 2.9. Эффективные сечения
возбуждения и ударов II ро-
да атомов ртути электронами
для некоторых наиболее важ-
ных переходов:
а — эффективные сечения возбуж-
дения четырех P-уровней и уров-
ня 73S ртути из нормального со-
стояния (по расчетам К. Кенти
[2.61 и других авторов); l — 6'So->-
->63Ро; 2 — 6’Зо-*63А; 3 — 6'S0->-
->63Р2; 4 — б’Зсг^б’Р,; 5 — 6‘Str*
->73S,; удары II рода; 6—63Р2~»-63Ръ
7 — 63Pi^-63P2; б — эффективные се-
чения ступенчатого возбуждения
некоторых уровней ртути: 1 —
63Ро-*63Р2; 2 — 63Pi^-63P2; 3 -63Ро-*
->63Р1; 4 — 6зр2^-61Р1; 5 —63Р01->
->6‘Pi: 6 — 6’Pi->-73S,: TSr+tfD-, 7 —
63P2->73S1, 6'P1-*63D (по расчетам
А. С. Федоренко и других авторов)
менением спина, функции имеют более плавный подъем к мак-
симуму и более медленный спад (кривая 4, рис. 2.9,о). На кри-
вых 6 и 7 рис. 2.9,а представлен в качестве примера вид эффек-
тивных сечений для ударов II рода. Переходы указаны в подри-
суночной подписи.
Эффективные сечения для ступенчатого возбуждения значи-
тельно больше, чем для прямого, что определяет большую роль
этих процессов в газовом разряде (рис. 2.9,6).
В табл. 2.2 даны значения эффективных сечений для раз-
личных переходов, соответствующие максимуму функций воз-
буждения.
Таблица 2.2
Элемент Переход Разность потенциалов, В "max’ в ^lunax* 1 -10 16 см£*
н H^l/2 22^1/2 10,15 20
Не 21,20 — —,
Не 4ip' _ 4«D2 — 50 -
Ne 21S0 — 3i/\ — — .
Аг 3«S0 — 43PX 11,60 ——
Na 3251 /2 — 327’i/2> 3/2 2,10 7—8 -4 34
Hg 6!S0—6lPx 6,67 13 4,2—4,8
Hg 61SO_63PO 4,70 5,5 0,6
Hg 6!S0 —63PX 4,89 5,6 1,7
Hg 6‘So— 63P2 5,40 6,8 3,2
Hg 7,69 9 0,45
Hg 63P0 - 73S, 3,04 •412 4
Hg 63PX — 73S1 2,83 4.12 4
Hg 63P2 — 73S, 2,26 -.12 4
Hg 63P, — 63P2 0,57 -4,1.1 -419,5
Hg 63РО-63Л 0,20 •40,8 -415
* Q1!«3,54-10ie <712, cm2/cm3 [cm. (2.8)]. В. А. Фабрикант предложил для q(U) весьма универсаль-
ную аппроксимацию, которая позволяет хорошо выразить мно-
гие экспериментальные кривые как для сингулетных, так и для
триплетных переходов и удобна для интегрирования совместно
с максвелловской кривой распределения электронов по энерги-
ям. Она имеет вид [0.7, 0.9]
qkl (U) 2,72 qklmax U—U* -е.хр (—. (2.20)
где Umax — потенциал, соответствующий максимуму функции
возбуждения; UB — потенциал возбуждения с уровня k на
уровень I.
Использование этой аппроксимации позволило решить це-
лый ряд задач оптики газового разряда (см. гл. 3).
Из формулы (2.20) видно, что при уменьшении (Umax—
—UB)q возрастает быстрее и резче падает (триплетные перехо-
ды), наоборот, при увеличении (Umax—Ub) вид q становится
более плавным (сингулетные переходы). Расчет значений а'
см. в § 3.1.
Во многих случаях можно пользоваться и другими видами
аппроксимаций, например гиперболической [2-2]:
qld(U) =0 при U^Ua, (2.21)
qki(U)=qhimax[(l-~a) (UB/U)— а], при
где его параметр a—qki°°lqin max-
Изменяя его от 0 до 1, можно также менять вид функции
возбуждения. При ct=l qu принимает прямоугольную форму:
Ям=дытах при U^Ub- При электронных температурах
<СПВ вследствие резкого спада fe(U) вид аппроксимации мало
влияет на а'.
При отсутствии экспериментальных данных о нужных сече-
ниях пользуются результатами расчетов и аппроксимациями,
основанными на использовании приближенных теоретических
формул. Приведем здесь универсальные полуэмпирические ап-
проксимации, полученные Дравиным на основе приближения
Бете — Борна. Формулы позволяют рассчитывать сечения при
переходах между разными уровнями возбуждения, а также се-
чения ионизации с разных уровней для атомов разных элемен-
тов. Оказалось, что в безразмерном масштабе энергии электро-
нов вид сечений возбуждения и ионизации для разных атомов
и уровней более или менее универсален. Сечение возбуждения
для перехода с уровня k на уровень I равно (формулу для сече-
ний ионизаций см. ниже):
/ л \2
. w ~ In (1,25М]. (2.22)
\ ekt / L “2 J
где ено« = 13,6 эВ — энергия ионизации атома водорода;
а0 — радиус первой боровской орбиты (ло20 = 0,88-10-16 см2);
fki — сила осциллятора для перехода l-^k\ и—г!гм—безразмер-
ная энергия электрона; |3i, р2 — подгоночные параметры поряд-
ка единицы. Формула пригодна для расчета только оптически
разрешенных переходов, у которых /и#=0, и является прибли-
женной. Расхождение с экспериментом может достигать 2—
3 раз. Существуют и другие приближенные формулы. Заметим,
что при использовании этих выражений расчеты значительно ус-
ложняются. Более подробно см. в [0,5, 2.3].
Эффективные сечения атомов для ионизации электронным
ударом. На рис. 2.10 приведены эффективные сечения иониза-
ции для атомов разных газов и паров. В расчетах основное зна-
чение имеет начальный участок кривой функции ионизации.
Однако именно его определение представляет большие экспе-
риментальные трудности [0.2, 0.9]. Был предложен ряд аппрок-
симаций. Для оценок можно пользоваться линейной аппрокси-
мацией, учитывающей начальный участок кривой:
qoi^cOi(V— UOi). (2.23а)
Более универсальна и точна формула, предложенная Н. Мор-
гулисом:
qot~ aOi (U—Uoi) exp [—b (17— UOi) ], (2.236)
где Cot, aOi, b — константы, зависящие от рода газа и интервала
аппроксимации; U — ускоряющий потенциал, В.
Рис. 2.10. Эффективные сечения некоторых атомов для прямой ионизации элек-
тронным ударом (а) и начальный участок для ртути (б)
Эффективные сечения для ступенчатой ионизации значи-
тельно выше, чем для прямой [0.5, 0.6], так что в разрядных
лампах почти вся ионизация происходит ступенчатым путем
(см. гл. 3).
Универсальная формула Дравина для сечения ионизации с
k-ro уровня имеет вид
/ еН \ 2
<7^2,66^ ЦЗ,
\ eki J
(1,25₽2п)Р
(2.24)
к
где ей,- — энергия ионизации с уровня k‘, — число эквивалент-
ных электронов на уровне k (т. е. число электронов с одинако-
выми главными и орбитальными квантовыми числами); так,
например, для ртути gft=2, для аргона 6. Остальные соображе-
ния см. выше.
Эффективные сечения возбужденных атомов для ударов
второго рода (связь между вероятностями прямых и обратных
процессов). Удары II рода, так же как и удары I рода, играют
весьма существенную роль в разряде, и поэтому важно знать
Для них эффективные сечения. Между ударами I и II рода су-
ществует определенная связь, которая может быть установле-
на, исходя из принципа микроскопического или детального рав-
новесия. Он гласит, что при статистическом равновесии полное
число молекул или атомов, покидающих в единицу времени
данное квантовое состояние, должно быть равно числу атомов
или молекул, переходящих в данное состояние за то же время,
причем число переходов по любому пути • должно быть равно
числу переходов по обратному пути. Этот принцип весьма ва-
жен, так как он позволяет найти вероятность обратного или
прямого процесса, если известна одна из них.
Основываясь на принципе микроравновесия и предполагая
наличие максвелловского распределения электронов по энерги-
ям и больцмановского для атомов, Клейн и Росселанд устано-
вили связь между эффективными сечениями для ударов I и
II рода (см., например, [0.2, 0.7]):
. gzU'qn (U') =giUqi2(U), (2.25)
где gi и g2— статистические веса соответственно нижнего (1) и
верхнего (2) уровней, переход между которыми рассматривает-
ся; qi2 и q2i — эффективные сечения переходов 1—2 и 2—1 со-
ответственно для ударов I и II рода; U — ускоряющий потенци-
ал, определяющий энергию возбуждающих электронов; U'—
то же электронов, вызывающих удары II рода: U'=U—U2i,
здесь U2i — разность потенциалов между уровнями 2 и 1.
Подставляя значения q2i и qi2 в уравнение (2.25) при макс-
велловском распределении для находим связь между
«12 и Р26
«12/Р21 = (g2 / gi) exp (— eUAlkTt). (2.26)
В. А. Фабрикант [0.7], пользуясь этим соотношением и сво-
ей аппроксимацией для функций возбуждения, нашел выраже-
ние для вероятности ударов II рода (см. § 3.4).
Важно подчеркнуть, что использование условий равновесия
является только удобным методом для нахождения связи меж-
ду вероятностями прямых и обратных процессов. Поскольку эти
вероятности являются атомными константами, соотношение
между ними сохраняется для любых условий разряда, в том
числе и для условий, когда нет равновесия между прямыми и
обратными процессами.
Этот метод является весьма универсальным. В частности,
этим путем устанавливается связь между вероятностями опти-
ческих процессов (см. § 2.5).
2.5. ИСПУСКАНИЕ И ПОГЛОЩЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ АТОМАМИ
При расчете поглощения и испускания спектральных линий
необходимы знания распределения излучения по частотам или
длинам волн в пределах спектральной линии. Кратко напомним
основные сведения по этому вопросу.
Формы линий излучения и поглощения [0.1, 2.3, 2.4]. Из-
вестно, что спектральные линии излучения и поглощения не яв-
ляются строго монохроматическими, а занимают конечный, хо-
тя часто и весьма узкий интервал длин волн или частот. Фор-
ма линий излучения и поглощения атомов в разряде имеет весь-
ма важное значение, поскольку она определяет выход излуче-
ния из разряда. Кроме того, изучение формы линий дает важ-
ную информацию о процессах в разряде.
Излучение спектральной линии в целом характеризуется ка-
кой-либо фотометрической величиной, например потоком излу-
чения, силой излучения, яркостью, мощностью излучения еди-
ничного объема, а сама линия — распределением этой величины
по частотам или длинам волн, т. е. спектральной интенсивно-
стью в пределах линии.
Во многих случаях удобно выражать контур спектральной
линии излучения единой функцией распределения e(v), норми-
рованной так, чтобы в пределах линии
+ оо
Js(v)dv==l. (2.27)
—00
Тогда распределение любой фотометрической величины для
линии получается путем умножения ее интегрального значения
на e(v), например <pfej(v)dv=Ofe/e(v)rfv.
Рассмотрим кратко основные причины, влияющие на форму
линий излучения атомов в элементарном объеме газа, настоль-
ко малом, чтобы не учитывать процессы повторного поглоще-
ния излучения, но достаточно большом, чтобы можно было го-
ворить о средних величинах. Точно так же будем рассматривать
промежуток времени, достаточно большой по сравнению с про-
должительностью жизни излучающих атомов. В этих условиях
распределение излучения в пределах одиночной спектральной
линии атомов имеет форму кривой с максимумом и более или
менее быстрым спадом к краям в обе стороны от максимума.
Ширину линии принято измерять интервалом частот или длин
волн, на котором спектральная интенсивность излучения спада-
ет до 1/2 ее значения в максимуме (рис. 2.11).
Естественная ширина линий Av^j ест связана с конечной про-
должительностью жизни возбужденных атомов, находящихся в
состоянии покоя и не подвергающихся внешним воздействиям.
Она пропорциональна сумме коэффициентов естественного за-
тухания верхнего и нижнего уровней: AvjuecT= (у* ест+у/ест)/2л.
В реальных условиях разряда имеют место процессы, вызы-
вающие дополнительное уширение энергетических уровней и со-
ответствующих спектральных линий, значительно перекрываю-
щее естественную ширину. Наиболее важными из них являются
Рис. 2.11. Доплеровская (а) и ударная (б) формы линии
уширение Доплера, возникающее вследствие теплового движе-
ния излучающих или поглощающих атомов, и уширения, возни-
кающие в результате возмущающего действия окружающих ча-
стиц (ударная и статистическая теории).
Уширение Доплера. Допуская, что скорости излучающих
атомов или молекул распределены по Максвеллу, получаем
симметричное уширение линии с распределением спектральной
интенсивности излучения:
ед (v) = eoaexp
Д^д ]
(2.28)
где вод — максимальное значение е при v—v0; Дтд— ширина
доплеровской линии. Она зависит только от абсолютной темпе-
ратуры Т и молекулярной массы газа М (моль-1):
Av„ = ^‘n2 v,/i-^7,16-10-4,/
В длинах волн
ДЯд = (Л0/т0)Дтд = 7,16.Ю-’Я0 /-L,
(2.29)
(2.30)
где Дтд и Мд выражаются в тех же единицах, что и v0 или Хо.
При нормированной функции ед, 8од=2У(1п2)/л(1/Дуд). Во-
обще при заданной форме линии eo~l/Av.
Ударная и статистическая теории уширения спектральных
линий описывают уширение, вызванное возмущающим действи-
ем окружающих частиц. Они отличаются моделью процесса и
соответственно математическим аппаратом, хотя физическая
природа явления одна и та же.
Ударная теория (предложена Лоренцом в 1905 г. на основе
классической электронной теории). Согласно этой теории воз-
мущающее действие окружающих атомов или молекул газа рас-
сматривается как парное соударение. Далее принимается, что
излучающие атомы во время свободного пробега излучают си-
нусоидальные колебания с постоянной частотой и амплитудой,
и только во время соударений происходит резкое изменение фа-
зы так, что непрерывная синусоида как бы распадается на от-
дельные отрезки, длительность которых определяется временем
между соударениями туд или величиной, обратной числу опти-
ческих соударений, испытываемых излучающим атомом в еди-
ницу времени l/ziyA. Разлагая такие колебания в интеграл
Фурье, получаем распределение спектральной интенсивности
излучения для «ударного контура»
/» __ (Туд/2)2 ,9 О|\
eyHVJ— е0Уд 4JI2(V_ v0)2_|_ (Ууд/2)2 •
При нормированном значении еуд, еоуд= (2/(ууд/2))Дууд=
=ууд/2л, где ТуДА/= (1/та) +(I/т,) =2/туд—коэффициент зату-
хания или 2]УД. Связь та и т/ с А рассмотрена в § 2.2. Контур,
описываемый выражением (2.31), называется дисперсион-
ным или лоренцовским. Аналогичным выражением опи-
сывается и естественная форма линии, но с другим коэффици-
ентом затухания [2.4].
Найдем зависимость тУА от условий в разряде. Для этого вы-
разим туд через длину свободного пробега для «оптического со-
ударения» /уд и среднюю скорость хаотического движения ча-
стиц газа V. туд=/уд/v. Выражая далее /уд через эффективное
сечение соударения лоуД и концентрацию частиц в газе «г[/уд=
= 1/(^2 /ггтоУд)], a v через температуру газа Тт и молекуляр-
ную массу М (v=^8RTr/nM), после преобразований находим
ширину линии при ударном уширении (AvyA=l/jiTyA) в собст-
венном газе:
Av
_ЦД/Уд^г
уд [/xRTrM
1,49-102
2 „
°УдРг
1Амт~г'
(2.32)
где р — давление, Па; ОуД — в см2; Дгуд — в с~’; Na — число Аво-
гадро (А/л = 6,024-1023 1/моль).
В шкале длин волн
2
AZyjI^4,95.lO3-i^^V. (2-33)
где X и АЛ — длины волн, нм.
На практике часто встречаются случаи, когда атомы излу-
чающего газа А примешаны в сравнительно небольших количе-
ствах к другому газу В. Тогда соударениями между атомами
A—А можно пренебречь и учитывать только соударения между
А и В, т. е. считать, что уширение вызывает посторонний газ.
В этом случае
ДГ 2°ав^аРв 1/2 [ () + (UMB)T (234)
Сравнение с экспериментальными данными показывает, что
ширина «ударного контура» действительно пропорциональна
давлению газа и обратно пропорциональна корню квадратно-
му из температуры. Однако простая ударная теория не объяс-
няет наблюдаемого на опыте сдвига и асимметрии. Эффектив-
ные диаметры для «оптических соударений» приблизительно на
порядок больше газокинетических [0.1, 2.3].
Смешанный контур. Поскольку естественное, допле-
ровское и ударное уширения являются результатом совершенно
независимых процессов, при их совместном действии образует-
ся смешанный контур, называемый фойхтовским [2.4].
При одновременном действии доплеровского и ударного ушире-
ний он имеет вид
= + (2.35)
it J а?+((о—у)2
—оо
где у — относительная координата; а = (Av д/Дуд) ]/1п 2; <о =
==2]/Tn2(v — v0)/Ava. Для определения интеграла имеются таб-
лицы (см. [2.4]).
Вблизи максимума контур близок к доплеровскому (при ма-
лом а); по краям он совпадает с лоренцовским.
Статистическая теория уширения исходит из предположения,
что возмущающее действие на излучающую частицу имеет ме-
сто в течение всего времени ее существования. Его можно ха-
рактеризовать изменением потенциальной энергии двух частиц
ДЙ7 в зависимости от расстояния г между ними:
&W=hAv=—hCn/rn, (2.36)
где п — показатель степени, зависящий от типа взаимодейст-
вия; Сп — константа, зависящая от типа взаимодействия, и вы-
числяемая на основе квантовомеханического подхода или опре-
деляемая из эксперимента.
Если возмущение вызывается свободными электронами и
ионами, а возмущаемые уровни дают линейный штарк-эффект,
то п—2, при квадратичном штарк-эффекте п=4. При взаимо-
действии между нейтральными частицами с силами Ван-дер-
Ваальса п=6, при резонансном взаимодействии между одина-
ковыми частицами п=3.
Рассчитав вероятность распределения возмущающих частиц
по г, находим форму контура. При взаимодействии типа п=4
и особенно п—6 линии кроме уширения еще смещаются преи-
мущественно в сторону длинных волн. Ширина и сдвиг растут
пропорционально плотности No- Уширение может быть несим-
метричным.
В люминесцентных лампах форма резонансных линий опре-
деляется доплеровским и ударным уширениями [3.7]. В разря-
дах высокого давления главную роль играют ударное и стати-
стическое уширения. Вообще каждая линия требует специаль-
ного рассмотрения причин ее уширения (см., например, [4.9,
15.15]).
При сделанных выше допущениях относительно размеров
объема и времени все приведенные рассуждения о форме линий
излучения справедливы и для формы линий поглощения атомов
в элементарном объеме, т. е. для зависимости показателя погло-
щения k (v) от частоты или длины волны. Это означает, что кри-
вые k(y) и e(v) подобны и отличаются только масштабом. Для
того чтобы определить связь между ними, рассмотрим связь
между вероятностями испускания и поглощения излучения.
Вероятности поглощения и испускания излучения [0.1, 0.5].
В 1916 г. А. Эйнштейн показал, что для вывода формулы План-
ка наряду с процессами поглощения и спонтанного испускания
фотонов необходимо допустить существование процесса стиму-
лированного или индуцированного излучения.
Представим себе газ, атомы которого могут находиться
только в двух энергетических состояниях: 1 и 2. Пусть этот газ
находится в термодинамическом равновесии с изотропным из-
лучением, имеющим в области частот V21 спектральную интен-
сивность объемной плотности излучения w(v2i). Назовем Вм
вероятность того, что атом поглотит фотон с энергией ftv2i и пе-
рейдет из состояния 1 в состояние 2; Д21 — вероятность спонтан-
ного испускания, в результате которого образуется фотон с
энергией ftv2i, а атом из состояния 2 переходит в состояние I, и,
наконец,. B2i — вероятность того, что атом из состояния 2 под
воздействием фотонов с энергией .ftv2i перейдет в состояние 1,
испустив при этом' фотон с энергией hv2i- Последний процесс
носит название стимулированного или индуцирован-
ного излучения. Его особенностью является то, что стимулиро-
ванный фотон испускается строго в том же направлении, той
же поляризации, той же частоты и фазы, что и стимулирующий
фотон.
В условиях равновесия в единицу времени в единице объ-
ема число переходов из состояния 1 в состояние 2 должно рав-
няться числу обратных переходов (см. рис. 2.6):
7?12W('V21)Wl=.A21ft2-f-7?21W(‘V21)n2. (2.37)
Концентрации атомов на уровнях 1 и 2 при равновесии оп-
ределяются формулой Больцмана (см. гл. 4). Подставляя соот-
ношение п,\1п2 из формулы Больцмана в (2.37) и решая его от-
носительно u(v2i), после несложных преобразований находим
n(v2l) = G42l/£J/ [(f^) 1]. (2.38)
Эта формула совпадает с формулой Планка. Сравнивая ко-
эффициенты, А. Эйнштейн установил, что между ними имеют
место следующие соотношения:
Л21/В21= (8ji/iv|i)/c3; (2.39)
B21/Bl2—gl/g2- (2.40)
Соотношения (2.39) и (2.40) сохраняют свою справедливость
независимо от наличия равновесия и для любых переходов, по-
скольку/вероятности являются атомными константами.
Эти фундаментальные соотношения играют исключительно
важную роль в теории излучения и в современной технике.
В течение длительного времени эффект стимулированного
излучения являлся предметом чисто научных исследований, на-
правленных на его экспериментальное обнаружение. Лишь в
конце 50-х годов были открыты замечательные возможности его
практического использования для создания усилителей и гене-
раторов когерентного излучения. Честь этого открытия принад-
лежит советским физикам.
В 1939 г. В. А. Фабрикант предложил метод прямого доказательства су-
ществования вынужденного излучения и при этом впервые обратил внимание
на принципиальную возможность создания среды, не ослабляющей, а усили-
вающей проходящее через нее излучение [0.7] (см. ниже § 6.4). Позднее Го-
сударственный комитет по делам изобретений и открытий СССР выдал
В.- А. Фабриканту, М. М. Вудынскому и Ф. А. Бутаевой диплом на открытие
за № 12 с приоритетом от 1951 г. «на способ усиления электромагнитного
излучения (ультрафиолетового, видимого, инфракрасного и радиодиапазонов
волн), основанный на использовании явления индуцированного испускания».
Принципиально важным шагом в создании монохроматических генерато-
ров оптического излучения — лазеров — явилось предложение А. М. Прохо-
рова, опубликованное в 1958 г., поместить активную среду в оптический ре-
зонатор, играющий роль обратной связи, что позволило перейти от режима
усиления к режиму самовозбуждения (генерации) и в значительной мере
определило уникальные свойства лазерного излучения. (Краткая библиогра-
фия и изложение приведены, например в [0.11].)
В 1959 г. за разработку нового принципа генерации и усиления радио-
волн, создание молекулярных генераторов и усилителей ныне академикам
Н. Г. Басову и А. М. Прохорову была присуждена Ленинская премия,
а в 1964 г. они совместно с американским ученым Ч. Таунсом за фундамен-
гальные исследования в области квантовой электроники были удостоены Но-
белевской премии по физике.
В настоящее время на базе использования этого эффекта
возникла и бурно развивается новая отрасль науки и техники—
квантовая электроника.
Интегральный коэффициент поглощения спектральной линии
в газе. Приведенные выше соотношения дают возможность по-
лучить весьма важное выражение для коэффициента поглоще-
ния спектральной линии.
Рассмотрим газ, атомы которого находятся в двух энергетических состоя-
ниях: / и k, а их концентрации в плоскопараллельном слое на глубине х со-
ответственно равны «/(х) и «/.(х). Пусть далее в газ входит поток излучения,
фотоны которого могут поглощаться. Поток излучения с частотами
от v до v-J-dv, проходящей через единичную площадку на глуби-
не х, в телесном угле d£2 равен: 6,^(v, x)d£2dx, где Ьк1(у, х)—спектральная
интенсивность энергетической яркости. На пути dx поток будет ослабевать
за счет актов поглощения В/к и усиливаться за счет актов стимулированного
излучения Bkj, поскольку стимулированные фотоны будут «лететь» строго
в том же направлении и иметь строго ту же частоту, что и вызвавшие их
фотоны. Роль актов спонтанного излучения можно не учитывать, так как
испускаемые при этом фотоны будут «лететь» во всех направлениях и иметь
частоты в пределах всей спектральной линии, так что часть фотонов с часто-
тами от v до v-j-dv, «летящих» в направлении первоначального потока, в те-
лесном угле а£2 будет бесконечно малой величиной второго порядка. Таким
образом, общее ослабление потока в слое dx будет равно:
—dbkj(y, x)d£}dx=—hvBjkdu(v, x)dn.i(x)dx-\-hvBkidu(y, x)dnk(x)dx, (2.41)
где dn.j(x) и dnk(x) —доли концентраций атомов на уровнях /и k, которые
способны поглощать излучение с частотами от v до v4-dv; du (у, х) — часть
объемной плотности излучения, создающая поток в телесном угле d£2.
Для решения уравнения необходимо вспомнить связь между потоком и
объемной плотностью излучения:
vdu(y)=b(y)dQ. (2.42)
Показатель поглощения для частоты v по определению равен:
k(v, x) = (l/6(v, x))db(v, x)/dx. (2.43)
Подставив в (2.41) значение du(y) из (2.42) и разделив на b(y, x)dx,
получим
klk(v, x)dv==(hv/v)(Bjkdnj(x)—Bkjdnk(x)). (2.44)
Коэффициент поглощения в пределах всей спектральной линии равен
интегралу выражения (2.44):
. bvn
k/k (*, х) dv = — (Bjknj(x)— Bkjnk(x)). (2.45)
V
Значение v в правой части принято постоянным и равным Vo — частоте
для центра линии, поскольку изменение частоты в пределах спектральной ли-
нии на много порядков меньше самой частоты.
В вакууме скорость фотонов v=c. Вынесем в формуле (2.45) Bjt,n.i(x)
за скобки и заменим и {Bkj/Bji,} выражениями из формул А. Эйнштейна
(2.39) и (2.40).
После сокращений получим интегральный коэффи-
циент поглощения линии:
г, , . , gkC2 л . \
„I Ч(», (.1 -да)-
V
Для длин волн
I klk (Л. а ) dX = —Akitij (>) 11-7-г-1
J J* ' ’ > « 1V > \ gft'l/ (X) ]
(2.46a)
(2.466)
В обычных условиях разряда член (gjnhlgktij), характеризу-
ющий роль стимулированного излучения, много меньше едини-
цы, и им можно пренебречь. Таким образом, интегральный ко-
эффициент поглощения спектральной линии пропорционален
произведению Дд/И,.
При условии, что исходные контуры спектральных линий из-
лучения и поглощения в каждом малом объеме подобны, легко
найти связь между k(y) и e(v). В этом случае
kjk{v, r)=₽ftjeft/(v, г), (2.47)
где ру — коэффициент пропорциональности. Его значение най-
дем из формул (2.46а) и (2.47):
- f k}k (v, г) dv = Akjn} (r). (2.48)
V
Для известных исходных форм спектральной линии коэффи-
циент поглощения можно выразить через показатель поглоще-
ния в максимуме ko и ширину линии.
Так, например, для доплеровского контура, используя фор-
мулы (2.28) для Вд(у), (2.48) для Р/ь и (2.47) для k(y), после
интегрирования по частоте получим
J^(v)dv = 4-]/(2.49)
V
Найдем значение кОд:
(2.50)
Аналогично для ударного дисперсионного контура
k0^ = (-f^AkjnA (2/лДтуд). (2.51)
Вообще ko'^'tijlAv.
Эти соотношения лежат в основе ряда методов определения
вероятностей переходов А и концентраций поглощающих ато-
мов, играют весьма важную роль в спектральных исследовани-
ях разрядной плазмы и широко применяются при расчетах из-
лучения.
Излучение при отрицательной абсорбции [0.7]. Из (2.46)
видно, что если член (gttiklghnj) станет увеличиваться, то коэф-
фициент поглощения будет уменьшаться; при (gjnhlgknj) = 1
коэффициент поглощения равен нулю, а при > 1 он
станет отрицательным! Это означает, что излучение, проходя-
щее через такую среду, будет не ослабляться, а усиливаться!
На этом принципе основана современная квантовая
электроника. Более подробное изложение этих вопросов
дано в обширной специальной литературе.
В этом параграфе были рассмотрены процессы, определяю-
щие излучение и поглощение атомов в достаточно малых объ-
емах, когда можно не учитывать повторного поглощения, воз-
никающего в этом объеме излучения. В реальных условиях раз-
ряда имеем дело с объемами газа конечного размера, так что
задача о выходе излучения линий из объема носит интеграль-
ный характер и имеет ряд особенностей.
2.6. ПЕРЕНОС (ДИФФУЗИЯ) ИЗЛУЧЕНИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ
В ПОГЛОЩАЮЩЕМ ГАЗЕ
Общий метод расчета явлений переноса. Все явления, на-
блюдаемые в разряде, происходят в объемах конечного разме-
ра и являются результатом переноса различных частиц. Так,
например, электрический ток есть результат переноса электро-
нами и ионами электрического заряда, фотоны переносят энер-
гию излучения, атомы и молекулы — определенную массу, кине-
тическую энергию, импульс, метастабильные атомы — энергию
возбуждения и т. д.
Весьма универсальным и физически наглядным методом рас-
чета процессов переноса является метод, предложенный
Д. Максвеллом и Р. Майером, описанный в [0.9]. По этому ме-
тоду подсчет переносимой величины сводится к расчету числа
соответствующих частиц, обладающих требуемыми параметра-
ми и доходящих до определенного места. Расчет явлений пере-
носа по этому методу поясняет рис. 2.12.
Представим себе некоторый объем dV, в котором происходит
явление переноса. Рассмотрим перенос некоторых частиц через
явлений переноса
площадку As с координатой
Го. Для подсчета выделим вну-
три объема V элементарный
объем dV с координатой г и
допустим, что в этом объеме
в единицу времени в результа-
те элементарных процессов
образуется z(r)dV частиц с
требуемыми параметрами
(скажем, фотонов, соответст-
вующих переходам с уроня 1
на уровень 0). Допустим, что
распространение образовав-
шихся частиц изотропно. Тогда
из объема dV в направлении
площадки As вылетит часть
частиц, пропорциональная телесному углу dQ., под которым вид-
на площадка As из точки г:
(As/4np2) cos (As, р) zdV.
(2.52)
Вследствие различных соударений из этого числа частиц до
площадки As долетит без соударений
f(p) (As/4jtp2)cos(As, p)zdV, (2.53)
где f (р) — относительное число частиц, прошедших путь р без
соударений, т. е. функция, характеризующая ослабление пото-
ка данных частиц с расстоянием р. В стационарном состоянии
число рассматриваемых частиц, проходящих в единицу времени
через площадку As сверху вниз из всей части объема V, лежа-
щей выше плоскости s, будет равно:
ДЛГI = f cos<As> Р)2 <r)dV-
(2.54)
Аналогично число частиц, проходящих через площадку As
в единицу времени снизу вверх из части объема V, лежащей
ниже плоскости s, будет равно:
ДЛ\ = f / (р) coS (^s, р).?(г)<ЛЛ
1 J 4этр2
-Q.
(2.55)
Результирующий поток рассматриваемых частиц через пло-
щадку As
ДЛ^ДЛ^ — ДЛ^. (2.56)
Очевидно, что поток будет существовать, если Д/Уф ДЛ^.
Если площадка As расположена на внешних границах рас-
сматриваемого объема, то выражение (2.56) будет характери-
зовать поток, выходящий через площадку As наружу из объема
V. Поток, выходящий из объема V через всю внешнюю поверх-
ность s, будет равен интегралу Д/V по всей поверхности s;
W = J* f (p) cos (ds, p)z(t)dV.
s s 0
(2-57)
Поглощение излучения с непрерывным спектром при про-
хождении через газ, поглощающий излучение спектральной ли-
нии. Представим себе, что на плоскопараллельный слой газа,
атомы которого могут поглощать спектральную линию, падает
поток излучения с непрерывным спектром со спектральной
плотностью энергетической яркости Ь(0), не зависящей от часто-
ты в том интервале частот, который может поглощаться. Поток
излучения в бесконечно узком интервале частот от v до v-j-rfv,
проходя через газ, будет за счет поглощения ослабляться по
экспоненциальному закону так, что, пройдя слой газа толщи-
ной I,
i
J (v, x) dx
о
b (v, l) = b (v, 0) exp
(2.58)
В общем случае показатель поглощения k(y, х) является функ-
цией частоты и координаты по линии прохождения луча х.
В целях упрощения примем, что k(v) не зависит от коорди-
нат, тогда
b(v, Г)—Ь(v, 0)exp(—k(v)/). (2.59)
При малых значениях k(y)l (разлагаем экспоненту в ряд и
берем первые два члена разложения)
6(v, Z)«6(v, 0)[1—ад/], (2.60)
т. е. контур линии поглощения подобен контуру показателя по-
глощения k(y) от частоты, но «перевернут» по отношению к не-
му (рис. 2.13, кривые 1, 2). По мере увеличения оптической
плотности kl величина 6(v, I) уменьшается, приближаясь к
нулю, контур линии поглощения уплощается и становится все
шире и шире, как показано на рис. 2.13, кривая 4. Таким об-
разом, при больших k(y)l контур выходящего из объема излу-
чения может существенно отличаться от k(y).
b(v)
Рис. 2.13. Изменение контура линий поглощения при увеличении оптической
плотности k(v)l поглощающего слоя (1, 2, 3, 4)
Для того чтобы конкретно рассчитать контур линии погло-
щения, необходимо знать k (v) и I.
Подсчитаем ослабление падающего потока в результате по-
глощения. Для этого введем согласно Ладенбургу и Леви (см.
[0.1, 2.4]) величину, называемую полным поглощением:
f 6(0) — f 6(0) e~klv}ldv
A __Ф(0) —Ф(1)^ £___________________________________
° Ф (0)
6(0; dv
vt
Легко видеть, что
va
^G = j
Vi
(2-61)
(2.62)
(2.63)
Интервал частот vi и vz берется с таким расчетом, чтобы k(yi)l
и k(y2)l равнялись нулю.
Интеграл Ас называют также эквивалентной шириной линии.
Действительно, для центральной части линии поглощения, где
ехр(—&(v)Z)<Cl, т. е. велико поглощение,
Ао= J dv = bvk}.
' vki
Значения этого интеграла рассчитаны для различных контуров
спектральных линий. В литературе имеются формулы и табли-
цы (см., например, [2.4]).
Особенности переноса излучения спектральных линий. Пере-
нос излучения спектральных линий играет большую роль в яв-
лениях газового разряда, но его расчет представляет в то же
время наибольшие трудности.
Фотоны, испускаемые возбужденными атомами данного газа
или пара и распространяющиеся в том же газе во всех направ-
лениях, могут вновь поглотиться атомами. Возникающие при
этом на месте поглощения возбужденные атомы спустя проме-
жуток времени, равный в среднем продолжительности жизни
данного возбужденного состояния т, переходя в более низкое
энергетическое состояние, будут испускать фотоны, каждый из
которых может «лететь» в любом направлении1. Эти фотоны бу-
дут вновь поглощаться и т. д. Этот процесс реабсорбции (бук-
вально перепоглощения) или переизлучения будет повторяться
многократно до тех пор, пока фотоны не покинут объем, зани-
маемый газом. Благодаря конечной продолжительности жизни
возбужденного состояния атома процесс переизлучения приво-
дит к задержке излучения в объеме газа и носит название
«пленения» излучения. Он приводит к увеличению продолжи-
тельности жизни атомов в возбужденном состоянии. При нали-
чии переизлучений эквивалентная продолжительность жизни
возбужденных атомов в данном объеме становится равной:
Тэф= 1/Дэф —2Т, (2.64)
где z— среднее для данного объема число поглощений фотона
с момента его возникновения (или попадания в данный объем)
до момента вылета его «потомка» за пределы рассматриваемо-
го объема. Очевидно, что z пропорционально величине объема
и вероятности поглощения фотона.
В этом случае, как известно, поток излучения с единицы дли-
ны столба должен быть равен:
hv kjN (2.65)
где Nk — количество возбужденных атомов на верхнем уровне
k на единицу длины столба.
Наиболее прямо «пленение» излучения проявляется в опытах по высвечи-
ванию оптически возбужденных газов. В этих экспериментах замкнутый
объем с газом освещается лучом резонансного излучения, которое, погло-
щаясь, возбуждает часть атомов до резонансного уровня. Затем падающий
луч резко обрывается и измеряется спад по времени интенсивности диффуз-
ного излучения, которая пропорциональна концентрации атомов на резонанс-
ном уровне. Спустя весьма короткий промежуток времени после обрыва воз-
буждающего луча наблюдается экспоненциальный спад интенсивности, кото-
рый можно записать как ехр(—gt/хрез), где трез — продолжительность жизни
изолированного атома, возбужденного до резонансного уровня, a g— так на-
зываемый фактор выхода — безразмерная количественная характеристика
1 В этом рассмотрении не учтены акты индуцированного излучения, по-
скольку в обычных условиях их вероятность значительно меньше вероятности
спонтанного излучения.
«пленения» излучения. Она представляет собой величину, обратную г—1/g,
Так ЧТО £=Трез/Тэф [2.5],
Процесс переизлучения внешне имеет некоторое сходство с обычной диф-
фузией частиц [0.7, 0.9], поскольку после каждого акта поглощения испус-
каемый фотон может «лететь» в любом направлении, как и частица после
соударения.
По аналогии с диффузией частиц коэффициент диффузии фотонов равен:
22изл= (1/3)/фОФ, (2.66)
где /ф—средняя длина свободного пробега фотонов; — средняя скорость
движения фотонов в поглощающем газе с учетом их «остановок» в атомах.
В обычных условиях разряда это время определяется в основном продолжи-
тельностью жизни возбужденного состояния атома т так, что
* Пф=/ф/т, (2.67)
Подставляя найденное значение в формулу (2.66), получаем
Пизл=/ф2/3т. (2.68)
Если и в случае диффузии фотонов принять, что /ф=1Дф, где kt,— по-
казатель поглощения пучка фотонов, проходящих через газ, то формулу
(2.68) можно Записать так:
Пизл=1/(3йф2т). (2.69)
Диффузионная продолжительность жизни частиц при их исчезновении
только на стенках цилиндрического сосуда равна [0.2]:
‘1даф = ^р/И^изл, (2.70)
где pi — корень функции Бесселя нулевого порядка, равный ~2,4; £>„зл —
коэффициент диффузии излучения.
Поэтому, если воспользоваться диффузионными представлениями о пере-
носе излучения спектральных линий, то, подставив в формулу (2.70) значе-
ние Оизл из (2.69), получим
тэф^1/Аф= (3^фгтР/(1?) 't- (2-71)
При использовании формул (2.69) и (2.71) возникает вопрос, что брать в ка-
честве коэффициента поглощения линии, поскольку он в пределах линии
зависит от частоты. Различные авторы пытались уточнить теорию путем учета
конечной ширины линии и введения тем или иным путем эффективного ко-
эффициента поглощения (см. [0.7, 0.9]). Однако все эти попытки неправильно
отражали физическую картину явления и поэтому носили искусственный ха-
рактер.
Первое физически правильное объяснение явлений распространения излу-
чения спектральных линий в поглощающем газе было дано Л. М. Биберма-
ном [0.5]. Аналогичная теория была развита Т. Холстеном [2.5].
Основное принципиальное отличие переноса излучения спект-
ральной линии в поглощающем газе от диффузии частиц заклю-
чается в том, что спектральная линия имеет конечную ширину,
а отону каждой частоты в пределах одной спектральной линии
соответствует свой показатель поглощения.
Характерной особенностью формы показателя поглощения
внутри спектральной линии является его спад от центра линии
к краям. Поэтому если рассмотрим группу фотонов, относящих-
ся к одной спектральной линии, вылетевших за определенный
промежуток времени из элементарного объема в заданном те-
лесном угле, то с увеличением пройденного пути за счет переиз-
лучений будет происходить не только уменьшение общего числа
фотонов, движущихся в заданном направлении, но и изменение
их распределения по частотам в пределах данной спектральной
линии.
Фотоны с частотой, близкой к середине линии, будут погло-
щаться сильнее, и, следовательно, их число будет убывать быст-
рее, чем число фотонов, соответствующих краям линии. Таким
образом, с расстоянием будет изменяться не только количество
фотонов в пучке, но их состав по частотам, т. е. форма линии.
На рис. 2.14 схематически представлено изменение формы линии
излучения при прохождении через слой поглощающего газа
различной оптической плотности.
Экспоненциальный закон ослабления пучка фотонов, спра-
ведливый для каждой отдельной частоты, оказывается неспра-
ведливым для всей спектральной линии в целом. Закон ослаб-
ления пучка фотонов с расстоянием для линии в целом опреде-
лится выражением
р
-p(v, l)dl
о
где Д>(0)—исходная спектральная интенсивность силы излуче-
ния в пределах спектральной линии в рассматриваемом элемен-
тарном объеме; k (у) — показатель поглощения для частоты т;
р — путь, пройденный пучком фотонов.
Для определения функции ослабления пучка фотонов при
прохождении через поглощающий газ, как видно из формулы
(2.72), необходимо знать формы линий излучения и поглощения
в рассматриваемом объеме при заданных условиях.
Очень важно подчеркнуть, что из-за более слабого поглоще-
ния фотонов, соответствующих краям линии, число фотонов
в пучке убывает с расстоянием значительно медленнее, чем по
экспоненте, причем это различие увеличивается с расстоянием.
Так, например, для доплеровской формы линии излучения и по-
глощения при k®l= 10 значение f(kol) уже на 3 порядка больше
экспоненты е~10, где k0 — показатель поглощения для центра ли-
нии; I — толщина слоя. На рис. 2.15 дан ход ё~k°l и f(kol) для
этого случая. Это приводит к тому, что в каждый элементарный
/ (Р) = J А,(-)ехР
V
dv / J /v (С) dv, (2.72)
Рис. 2.14. Схематическое изменение
формы линий излучения при прохож-
дении через слой поглощающего
газа:
1, 2, 3 — возрастание толщины слоя;
e(v) — исходная форма линии
Рис. 2.15. Ослабление пучка фотонов
f(kol), соответствующих одной спек-
тральной линии, при прохождении
через поглощающий газ в зависимо-
сти от оптической плотности kol:
/ — для доплеровской формы линии излу-
чения и поглощения; 2 — для экспонен-
циального закона ослабления ехр(—kol)
объем, находящийся в газе, могут попадать фотоны, соответст-
вующие краям линии, даже из весьма удаленных частей объема.
Поэтому в случае переноса возбуждения фотонами дифференци-
альный подход, характерный для диффузии обычных частиц,
является принципиально неверным.
При обычной диффузии концентрация частиц в какой-либо
точке объема полностью определяется распределением концен-
трации в окружающем данную точку небольшом объеме; дале-
кие области не оказывают влияния. При диффузии фотонов со-
стояние в рассматриваемой точке определяется состоянием
практически во всем объеме. Для этого случая теряют смысл
понятия длины свободного пробега и коэффициента диффузии.
Поэтому задача о переносе излучения, строго говоря, должна
решаться методами интегральных уравнений.
На практике, однако, часто прибегают к замене строгого ин-
тегрального подхода менее строгим, но более простым и удоб-
ным дифференциальным методом, используя различные допу-
щения и предположения, главным образом, относительно выбора
эффективного коэффициента поглощения всей линии в формуле
для коэффициента диффузии. Однако, делая такую замену,
всегда следует помнить, что точность решения задачи в этом
случае может ыть оценена только, исходя из олее строгих и
физически правильных интегральных представлений.
Энергетическая яркость излучающего объема с учетом погло-
щения излучения [0.9]. Определим спектральную интенсивность
излучения объема V в направлении х (рис. 2.16). Назовем спек-
тральную интенсивность объемной плотности излучения в эле-
ментарном объеме с координатой х через 0v(x). Ее размер-
ность— мощность/объемХчастоту). Тогда спектральная интен-
сивность энергетической яркости от элементарного объема
dV(x)=hodx в направлении наблюдения с учетом поглощения
излучения на пути (/—х) равна:
(1=1-х \
- [ k(y, ^d^]dV, (2.73)
J /
где k(y, I)—показатель поглощения излучения с частотой v
в точке £ на пути наблюдения.
Спектральную интенсивность энергетической яркости с ча-
стотой v от всего объема в направлении наблюдения найдем,
взяв интеграл от dLv(x) по всему пути наблюдения от х=0 до
х=1:
t / d-х) \
£(/)= — С 6 (>)ехр| — С k(v, f)d;ldx. (2.74)
4л J \ J /
х=0 £=ж '
Рассмотрим излучение спектральной линии, возникающей
при переходах атома из состояний k в состояния /. В этом слу-
чае 0v(x) равно произведению энергии фотона hvkj на число
фотонов с частотами от v до v-]-dv, возникающих в единицу вре-
мени в результате переходов в единичном объеме с коорди-
натой х:
0v (х) dv=xhvkjZvdv—
=hvkjEkj(y, x)nk(x)Akjdv, (2.75)
где £kj (у, х) —относительное распределение излучения в преде-
лах спектральной линии; fe(v)dv=l; п*(х) —концентрация
атомов на верхнем уровне k в точке х; Akj — вероятность спон-
танного перехода атома с уровня k на уровень /. Подставив
6v(x) из (2.75) в (2.74), получим спектральную интенсивность
энергетической яркости с частотой v:
Lv(Z) = -^- J ew(v, x)nk(>) Aj-expf J k(v, Qdddx. (2.76)
x=0 ' x '
При известных значениях e*/(v, x), ft,*(v, x), пй(х) и Ak-t
вдоль всей линии наблюдения уравнение (2.76) позволяет найти
Рис. 2.16. Схема, поясняющая расчет силы и яркости излучения излучающего
объема при наличии поглощения
Lv(0, выходящую из объема с учетом поглощения. Далее могут
быть найдены остальные лучистые характеристики. Энергетиче-
скую яркость всей спектральной линии kj в данном направлении
найдем, проинтегрировав Lv(l) по частотам в пределах спект-
ральной линии:
Lft7.(/) = J Lv(l)dv. (2.77)
V
Подчеркнем, что важен порядок интегрирования. В некото-
рых случаях удобнее сначала интегрировать по х, а затем по т,
в других наоборот. Выводы из этих соотношений рассмотрены
в следующих главах.
Глава третья
ОСНОВЫ ТЕОРИИ ИЗЛУЧЕНИЯ СТОЛБА
РАЗРЯДОВ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ
3.1. ОБЩАЯ КАРТИНА ЯВЛЕНИЙ В СТОЛБЕ РАЗРЯДОВ
НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ
Положительный столб, возникающий в результате разряда,
или просто столб, представляет собой п л а з м у, т. е. газ или пар
нейтральных атомов, содержащий «примесь» электронов и ио-
нов, а также возбужденных атомов и фотонов, которые образу-
ются в процессе самого разряда.
Столб, как и всякая плазма, квазинейтрален, т. е.
в каждом физически малом объеме концентрации электронов и
|ионов практически равны. Все эти частицы находятся в непре-
рывном хаотическом движении и испытывают при этом оесчис-
ленное количество различных элементарных взаимодействий,
в результате которых из нейтральных атомов непрерывно обра-
зуются новые пары электронов и ионов (ионизация) и возбуж-
денные атомы. В то же время существующие заряды исчезают
в результате рекомбинации, а возбужденные атомы, возвраща-
ясь в состояния с меньшей энергией, испускают фотоны, кото-
рые полностью или частично покидают объем в виде излучения.
В среднем сохраняется динамическое равновесие, поддерживае-
мое за счет внешнего источника электрической энергии.
Первоначально энергия внешнего электрического поля, при-
ложенного к столбу, превращается в энергию направленного
движения электронов. В результате многочисленных, главным
образом, упругих соударений электронов с атомами, а также
кулоновского взаимодействия между электронами и ионами эта
энергия весьма быстро превращается в энергию хаотического
движения.
При статистическом равновесии распределение электронов
по энергиям определяется кривой Максвелла и может быть оха-
рактеризовано температурой электронов. Небольшие отступле-
ния, связанные с дрейфом электронов под действием электриче-
ского поля, в некоторых расчетах можно не учитывать. Однако,
как показывают теория и эксперименты, в столбе разрядов НД
в определенных областях и плотностей тока наблюдается замет-
ный дефицит быстрых электронов по сравнению с максвеллов-
ским распределением. Он приводит к тому, что фактическое чи-
сло возбуждающих и ионизующих соударений оказывается за-
метно меньше, чем следует по расчету из максвелловского
распределения.
Отличительной особенностью столба разрядов НД является
то, что электронный газ «нагревается» в электрическом поле до
весьма высоких температур, в то время как газ нейтральных
атомов, на которые электрическое поле не действует, нагрева-
ется значительно меньше. В одном объеме сосуществуют как бы
два газа с резко различными температурами, т. е. столб разря-
дов НД представляет собой типичную неизотермическую
плазму.
Объясняется это следующим образом. Нагрев газа происхо-
дит в основном за счет передачи энергии атомам от электронов
при упругих соударениях. Вследствие большой разницы в мас-
сах электроны при этих соударениях передают атомам очень
малую долю своей кинетической энергии, составляющую в сред-
нем 2me/ma часть (например, для ртути 5-10~6 часть).
Длины свободного пробега электронов при НД газа велики,
и электроны, ускоряясь в электрическом поле, приобретают
в среднем на длине свободного пробега кинетическую энергию,
большую, чем они могут передать атомам .газа при упругих со-
ударениях, вследствие чего температура электронного газа по-
вышается. По мере «нагрева» увеличивается доля быстрых элек-
тронов, которые могут возбуждать и ионизировать атомы и та-
ким путем передавать энергию от электронов к атомам.
При НД и сравнительно невысоких плотностях электронов
обратный процесс передачи энергии от возбужденных атомов
к электронам за счет ударов II рода незначителен. Поэтому
с повышением температуры электронов все большую роль игра-
ет передача энергии от электронов к атомам при неупругих воз-
буждающих соударениях, которая уносится из столба разряда
НД в основном в виде резонансного излучения. В особо благопри-
ятных случаях выход резонансного излучения может достигать
80 и даже 90% подводимой к столбу электрической мощности.
Средняя энергия электронов будет повышаться до тех пор,
пока энергия, которую электроны получают от внешнего поля,
не станет равной энергии, которую они передают атомам газа
в результате различных соударений, при этом, как показывают
эксперименты и расчеты, температура электронов в столбе раз-
рядов НД достигает 1 • 104 К и более.
При соударениях ионов с атомами благодаря равенству их
масс происходит почти полный обмен энергиями, и, таким обра-
зом, весь запас энергии, получаемый ионами при ускорении
в электрическом поле, передается нейтральным атомам, вызы-
вая нагревание газа. Средняя энергия ионов лишь незначитель-
но превышает энергию атомов.
Основным процессом, вызывающим возбуждение и иониза-
цию атомов при НД газа или пара, являются неупругие соуда-
рения быстрых электронов с атомами. Соударения ионов с ато-
мами и атомов между собой при низких температурах газа ма-
лоэффективны.
В разрядах НД и при сравнительно невысоких плотностях
тока рекомбинация электронов и ионов происходит в основном
на стенках колбы. Вероятность рекомбинации в объеме при
тройном соударении (ион плюс два электрона) значительно
меньше. Поэтому концентрация заряженных частиц имеет наи-
большую величину на оси и убывает к стенкам, куда они попа-
дают в результате диффузии.
Электроны, имеющие значительно более высокую подвиж-
ность, чем ионы (средние скорости хаотического движения элек-
тронов из-за малой массы и большей температуры на три поряд-
ка больше, чем у ионов), диффундируют к стенке трубки быст-
рее и заряжают ее отрицательно. Отрицательный заряд стенок
тормозит движение новых электронов и ускоряет движение по-
ложительных ионов. В результате скорость диффузии электро-
нов к стенке уменьшается, а ионов увеличивается до тех пор,
пока потоки поступающих на стенку электронов и ионов стано-
вятся равными друг другу (биполярная диффузия).
На границах столба квазине тральность нарушается. Избы-
ток отрицательного заряда на стенке вызывает поляризацию
прилегающих участков плазмы, в результате чего у стенки об-
разуется так называемый двойной заряженный слой, который
в значительной мере экранирует действие отрицательного заря-
да стенки на остальную часть столба за пределами этого слоя.
Аналогичные слои образуются на границе столба и анода и
столба и катодных частей разряда.
Под действием электрического поля на беспорядочное дви-
жение заряженных частиц накладывается медленное перемеще-
ние всего электронного газа в сторону анода, а ионов—в сторону
катода. Этот дрейф и создает электрический ток. Благодаря
значительно большей подвижности электронов по сравнению
с ионами ток создается в основном за счет дрейфа электронов.
Ионный ток составляет сотые доли электронного. Но положи-
тельные ионы играют весьма важную роль, компенсируя объем-
ный заряд. Без этого не удалось бы получать в столбе разряда
высокие концентрации электронов.
Продольный градиент потенциала в стационарных условиях
устанавливается такой величины, при которой число пар заря-
дов, образующихся в единицу времени на единицу длины стол-
ба, равно числу рекомбинаций на стенках.
Такова в общих чертах физическая картина явлений в стол-
бе разрядов НД.
В следующих параграфах рассмотрены основы количествен-
ного расчета излучения столба через его электро- и газоки-
нетические характеристики и теории столба разрядов НД.
3.2. МЕТОДЫ РАСЧЕТА ПОТОКА ИЗЛУЧЕНИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИИ
Расчет при отсутствии вторичных процессов. Как показал
В. А. Фабрикант [0.7], при малых давлениях газа и плотностях
тока, когда не играют заметной роли вторичные процессы, кар-
тина возбуждения атомов и излучения особенно проста. Быстрые
электроны с энергией, большей или равной UB, возбуждают ато-
мы, которые, возвращаясь в состояние с меньшей энергией, из-
лучают фотоны. В этом случае число актов возбуждения равно
числу актов излучения и задача сводится к подсчету числа ак-
тов возбуждения.
Поток резонансного излучения. Рассмотрим однородный
столб с цилиндрической симметрией, длина которого значитель-
но больше диаметра. Удельный поток резонансного излучения,
выходящий с единицы длины столба, равен:
гтр
®lpea = hvpe3 j Zol(r)2nrdr, (3.1)
о
где /ivpes — энергия фотона; zOi(r) —число соударений, приводя-
щих к возбуждению атомов до резонансного уровня в 1 с в еди-
нице объема на расстоянии г от оси.
В принятых обозначениях (см. § 2.4) z01=/гочеаоь Поэтому
Ф1рез = ^рез j notteaoi2nrdr. (3.2)
О
Как показано в § 2.4,
с41= /А; J 9о1 ([7) угг fe (7) dU. (3.3)
Ui
Рассмотрим определение этого интеграла.
Графический метод определения, несмотря на свою нагляд-
ность и большую точность, затрудняет анализ влияния различ-
ных факторов на излучение. Поэтому для получения количест-
венных выводов общего характера и их анализа удобнее поль-
зоваться аналитическими выражениями для q(U) и fe(U). Под-
ставив в (3.3) выражение для доь например, из (2.20) и функ-
цию Максвелла для /₽м, после интегрирования получим:
«oi~ 1,83.1С69о1таЛ(7’е, По1, ^)expl-(eU01/kTe)], £(3.4)
где
ф _ ( е \3/2 (a7oi +2) . (3 5)
\ Ые / (Ртах— ^oi)
а=-------!----+ (—. (3.6)
Г^тм-^о1) \ ьте ]
Все величины в формуле (3.4) выражены в системе СИ, Те —
в К, U — в В. Зависимость aoi от Те и U0l в первом приближе-
нии определяется экспоненциальным членом ехр[—(eU0l/kTe)J,
и поэтому такая же резкая зависимость от этих величин наблю-
дается и у потока излучения.
Примем в качестве первого приближения, что в разрядах
НД практически по всему сечению разряда fe остается одной и
той же при данных условиях разряда. Это означает, что aoi не
зависит от радиуса. Точно так же при НД и малых плотностях
тока с достаточной для практики точностью можно принять, что
нагрев газа, в объеме незначителен и щ не зависит от г. Тогда,
вынося aoi и /20 за знак интеграла, получаем
®lpe3 = /zVpe3a01«0 J tle2wdr. (3.7)
Рис. 3.1. Расчетные значения потоков
излучения резонансных линий ртути
в зависимости от давления паров
ртути:
— ------без учета ударов II рода;
------ — с учетом ударов II рода; dTp=
= 32 мм; 1=3 А
О
Рис. 3.2. Схема возбуждения и излу-
чения видимого триплета ртути без
учета ступенчатых процессов
Последний интеграл равен общему числу электронов на еди-
ницу ДЛИНЫ трубки Ne.
Подставляя значение а01 из (3.4) и (3.7), получаем
Ф1рез=/2Трез«оЛ^е1,83-106 • qoimax^ exp [ (et70i/£7e) ]. (3.8)
Формула (3.8) связывает абсолютную величину излучения
резонансных линий разряда с атомными константами и элект-
рокинетическими характеристиками разряда. Она была прове-
рена при расчете абсолютных значений потоков излучения нат-
риевых ламп и дала очень хорошее совпадение с опытом [0.7].
Таким образом была доказана правильность исходных положе-
ний и впервые указан новый путь для количественного расчета
излучения разряда НД. Подчеркнем, что по этому методу при
отсутствии вторичных процессов поток излучения спектральных
линий не зависит от концентрации возбужденных атомов и их
распределения в объеме и определяется только числом возбуж-
дающих соударений.
Расчет абсолютных значений потоков излучения резонанс-
ных линий ртути в зависимости от давления, выполненный этим
методом В. А. Фабрикантом, позволил сделать ряд важных вы-
водов (рис. 3.1).
Впервые было обращено внимание на то, что в ртутном раз-
ряде при давлениях ниже 0,67 Па (5-10-3 мм рт. ст.) поток из-
лучения линии 184,9 нм должен превосходить поток линии
2ЬЗ,7 нм. Главная причина этого заключается в различии ормы
функций возбуждения в пользу линии 184,9 нм.
Наличие максимума с ростом давления объясняется ростом
пе и падением Те. Рост потока излучения линии 253,7 нм с рос-
том давления довольно резко обгоняет поток излучения линии
184,9 нм за счет различия в потенциалах возбуждения в пользу
линии 253,7 нм.
Излучение нерезонансных линий. Рассмотренный выше метод
позволяет рассчитывать также излучение нерезонансных линий,
при этом, если с верхнего уровня возможны переходы атома не
на один, а на несколько уровней, расчет ведут аналогично, но
уже для суммы потоков излучения всех спектральных линий, на-
чинающихся с данного верхнего уровня 2 (рис. 3.2):
гтр
2ф1(^)/^г= f z^rdr,
i О
(3-9)
где г02 ==/z0/zfra*2.
Влияние различных факторов на точность расчета. Наиболь-
шее влияние на точность расчета оказывает ход /с при
поскольку в этой области энергий /с круто спадает (см. [0.1,
0.2])'.
Эксперименты и теоретические оценки показали, что во всех
исследованных случаях (разряды в парах ртути, кадмия, в чи-
стых инертных газах и в смеси паров ртути с инертными газа-
ми) при давлениях, когда Хе-Сг-тр, максвелловское распределе-
ние сохраняется до энергий, меньших энергии возбуждения ато-
мов, а в области больших энергий концентрация электронов
ниже максвелловской [3.2]. Дефицит быстрых электронов воз-
растает с давлением инертного газа и увеличением его атомар-
ной массы. Более подробно см. в [3.2, 3.3, 3.7].
В [3.5] показано, что в условиях ЛЛ реальную функцию
fe(e) можно аппроксимировать следующей формулой:
те
3/2
2r.kTc
exp (— eejkTe) при ер<е,;
ехр(— ее/6Те)ехр[
е
(1 + д) (ее— е1)
kTe
2уз
6(1 +а)2
ее — е-
~ kTe
(3.10)
где е1 = 4,7 эВ; а= ]Л,5у3/(26 — 1); 6=1+2 6 7~1°12£2
Аг2 епе
у8 = 1,58-10''р^Т*/пе\ Е, В/см; р, Па; Те, эВ; пе, см
3
1
у
Рис. 3.3. Схема, поясняющая расчет яркости и силы излучения с учетом диф-
фузии излучения в разряде
Расчет при наличии вторичных процессов и переизлучения.
С ростом давления и плотности тока существенное влияние на
излучение начинают оказывать вторичные процессы, включая
переизлучение. Расчет становится более сложным.
Влияние переизлучения на оптические характеристики стол-
ба. Переизлучение (реабсорбция) спектральных линий в разря-
де оказывает существенное влияние на форму линий излучения,
выходящего из разряда, на распределение излучения в объеме
разряда и на распределение выходящего излучения в простран-
стве, а в ряде случаев также и на величину потока излучения.
Подчеркнем, что реабсорбция особенно существенна для ре-
зонансных линий, так как концентрация нормальных атомов, по-
глощающих это излучение, в столбе разряда обычно на несколь-
ко порядков больше, чем концентрация возбужденных атомов.
Реабсорбция нерезонансных линий, особенно оканчивающихся
на метастабильных уровнях с низкими потенциалами возбужде-
ния, в столбе разрядов с высокой степенью концентрации воз-
бужденных атомов весьма значительна, и ее также необходимо
учитывать.
В стационарном состоянии при отсутствии процессов, перево-
дящих возбужденные атомы на другие энергетические уровни
без излучения, каждый акт поглощения фотона сопровождается
актом испускания. В этих условиях перенос излучения не меня-
ет величины потока излучения, выходящего из лампы, а влияет
только на его распределение в пространстве.
Расчет формы спектральных линий, выходящих из разряда,
при наличии реабсорбции достаточно сложен и должен решаться
по методу, рассмотренному в гл. 2, для конкретных условий раз-
ряда и спектральных линий.
Влияние переизлучения на пространственное распределение
излучения [0.9]. Воспользуемся методом расчета явлений пере-
носа, описанным в гл. 2. Рассмотрим излучение спектральной
линии, соответствующей переходу даваемое стационарным
разрядом в цилиндрической трубке с внутренним диаметром d0
(рис. 3.3). Примем для упрощения задачи
fki (Iq,—g) = exp [—kjk (Z<p—g) ];
= const.
В действительности fkj является значительно более медленно
убывающей функцией (см. § 2.6), a zkj обычно спадает к краям
трубки. Однако более точное решение с учетом этих обстоя-
тельств, представляющее большие математические трудности,
не изменяет принципиального результата.
При сделанных упрощающих предположениях энергетиче-
ская яркость линии k-+j в направлении <р:
(3.11)
о
Рассмотрим зависимость энергетической яркости от угла ф для
двух предельных случаев.
Разряд прозрачен для собственного излуче-
ния Разлагая экспоненту в ряд и беря первые два
члена, находим
^.kzik [1 — 1 + +••• ~ 4л cosy
Возрастание яркости с ростом угла ф объясняется ростом
толщины излучающего слоя.
Разряд непрозрачен для собственного излу-
чения. В этом случае ехр[—kjkl$] <С 1,
Lki (ф) =
^kJk
(3.13)
Яркость не зависит от угла ф. Оба эти случая изображены на
рис. 3.4. Таким образом, характер распределения излучения
в пространстве, дает представление о величине коэффициента
поглощения.
Роль вторичных процессов. С ростом концентрации возбуж-
денных атомов начинают играть роль вторичные процессы. Сре-
ди них наиболее важными для разрядов НД являются тушащие
соударения, ступенчатое возбуждение и ступенчатая ионизация.
При наличии вторичных процессов поток излучения отдель-
ных спектральных линий уже зависит от концентрации возбуж-
денных атомов и их распределения в объеме. В этом случае для
его определения предварительно должна быть решена задача
о распределении возбужденных атомов и электронов по сечению
разряда. Количественное решение этой задачи для возбуждения
метастдбильных и излучающих атомов в столбе разряда НД
впервые было дано В. А. Фабрикантом в 1938 г. [3.1]. В даль-
нейшем более строгое рассмотрение вопроса для излучающих
атомов было выполнено Л. М. Биберманом [0.5]. В этих работах
излучение рассчитывалось как функция электрокинетических
характеристик разряда Те, пе и п0, которые брались из экспери-
мента. Эти вопросы рассмотрены в следующих параграфах.
Поток резонансного излучения при наличии переизлучения и
тушения. Переизлучение усиливает процессы тушения, посколь-
ку увеличивает эффективную продолжительность жизни возбуж-
денных атомов. Определим в этом случае поток излучения на
примере двухуровневой схемы. Примем, что образование воз-
бужденных атомов происходит непосредственно из нормального
состояния в результате ударов I рода с электронами и поглоще-
ния фотонов, «прилетающих» в рассматриваемый объем из
окружающей массы газа, а их разрушение происходит в резуль-
тате спонтанного излучения и ударов II рода с электронами.
Остальными процессами образования и разрушения возбужден-
ных атомов пренебрежем (рис. 3.5). Из энергетических сообра-
жений следует, что в стационарном состоянии поток излучения
спектральной линии 1—0, выходящий из разряда, будет в на-
шем случае равен разности между мощностью, передаваемой
электронами атомам газа при ударах I рода 1^(1), и мощно-
стью, возвращаемой возбужденными атомами электронам при
ударах II рода 1Г(П):
ф(т10) = 1Г(1)—1Г(П). (3.14)
Отсюда удельный поток излучения для столба разряда в ци-
линдрической трубке с /ст»'Гтр равен:
Гтр , ,
ф1(^ю)=/те10 J (“01«о — Р10Й1) пГ2тг(1г. (3.15)
о
Из уравнений (3.14) и (3.15) видно, что тушение вызывает
уменьшение потока излучения линии, тем большее, чем больше
концентрация возбужденных атомов пх.
Рис. 3.4. Распределение силы излучения в плоскости, проходящей через ось
разрядной трубки:
1 — разряд прозрачен для собственного излучения; 2 — разряд непрозрачен для собствен-
ного излучения; —-------теоретическая кривая;--------— с учетом экранирования и
полного внутреннего отражения
Рис. 3.5. Двухуровневая схема образования и разрушения возбужденных
атомов:
сплошные стрелки — удары I н II рода; волнистые — излучение и поглощение фотонов
Рис. 3.6. Схема процессов возбуждения атомов и излучения видимого трипле-
та ртути с учетом ступенчатого возбуждения
Значение первого члена было рассмотрено выше. Для опре-
деления второго члена необходимо найти вероятность тушащих
соударений Рю и распределение возбужденных атомов zzi в объ-
еме в зависимости от условий разряда.
Уравнению (3.15) удобно придать более универсальный вид,
введя новую переменную у, характеризующую близость данного
процесса к равновесию между ударами I и II рода и равную
отношению числа ударов II рода к числу ударов I рода в соот-
ветствующем месте разряда:
t/ю (') = «1 (' ) Рю/По (г) аор (3.16)
Воспользовавшись соотношением для а'/Р' (см. § 2.4) и форму-
лой Больцмана, легко показать, что Ую(г) — пг (г)/п1Б(г), где
Я1Б(г) —равновесная концентрация возбужденных атомов при
заданных п0 и Те. Вынося в (3.15) за скобки aoi «о(г), получаем
*Тр
Ф1 Ою) = hvl0 j [1 — у10 (r)J aoi«o (г) пе (г) 2wdr. (3.17)
о
Совершенно аналогичные выражения получаются для мощ-
ности, приносимой метастабильными атомами к стенкам разряд-
ной трубки.
Влияние ступенчатого возбуждения на излучение нерезонанс-
ных линий. Число соударений, приводящих к образованию воз-
бужденных атомов на уровне 2 в результате ударов I рода
с электронами (рис. 3.6), равно:
Чр t ' (3.18)
Z = J (а02«о + а12«1)^е2тггйг.
Первый член дает число соударений, переводящих атомы непо-
средственно из нормального состояния 0 в возбужденное состоя-
ние 2, второй — число актов ступенчатого возбуждения с уров-
ня 1 на уровень 2.
Поскольку «1 увеличивается с ростом пе, из уравнения (3.18)
следует, что при наличии ступенчатого возбуждения и постоян-
ных значениях п0 и Те число возбуждающих соударений должно
расти с ростом пе быстрее, чем линейно. Проверка этого соотно-
шения, впервые проведенная на видимом триплете ртутного раз-
ряда НД, полностью подтвердила эти выводы [0.7].
Аналогичные соотношения наблюдаются для соответствую-
щих линий в других разрядах, например в парах кадмия и цин-
ка, в неоне, аргоне, криптоне, ксеноне и др. [0.5, 3.4].
Роль ступенчатой ионизации в разряде низкого давления.
Б. Н. Клярфельд показал [0.6], что в ртутном разряде, начиная
с давлений 0,4—0,7 Па и токов 0,3—1 А, практически вся иони-
зация происходит ступенчатым путем. В настоящее время опре-
деляющая роль ступенчатой ионизации в разряде получила
многочисленные теоретические и экспериментальные подтверж-
дения (см., например, [0.5]).
3.3. КОНЦЕНТРАЦИЯ МЕТАСТАБИЛЬНЫХ АТОМОВ
Метастабильные атомы вследствие большой продолжитель-
ности жизни играют весьма важную роль в механизме разряда
вообще и его излучении, в частности. При НД в результате диф-
фузии они переносят энергию возбуждения на стенки трубки,
приводя, таким образом,, к значительным потерям мощности.
Участвуя в различных соударениях в объеме разряда, они вли-
яют на концентрацию излучающих атомов и выход излучения.
Благодаря их присутствию значительно возрастает роль сту-
пенчатого возбуждения и ионизации.
Впервые задача о концентрации метастабильных атомов и
их распределении по сечению разряда в зависимости от усло-
вий разряда была решена В. А. Фабрикантом в 1938 г. [3.1].
В настоящее время это решение представляет методический ин-
терес.
Учитывалось, что перемещение метастабильных атомов подчиняется обыч-
ным законам диффузии частиц. Принималось, что возбуждение их происхо-
дит только в результате ударов I рода с электронами, а разрушение происхо-
дит на стенках трубки в результате диффузии и в объеме в результате уда-
ров II рода с электронами, причем возбужденные атомы возвращаются не-
посредственно в нормальное состояние. Остальные процессы образования и
разрушения не учитывались. Рассматривался столб разряда в виде бесконеч
ного цилиндра. В стационарных условиях число возбужденных атомов, поки-
дающих в единицу времени в результате диффузии бесконечно тонкий цилин-
дрический слой, заключенный между радиусами г и r-j-dr, равно числу воз-
бужденных атомов, возникающих за то же время в этом слое. При сделан-
ных выше допущениях это условие приводит к следующему дифференциаль-
ному уравнению:
(4рпм 1 dnv\ • ,
~Ту+------Г) = — ('W’o—Рмо^м) qene (°) > (3-
dr2 г dr / ми
где «о и пм — соответственно концентрация нормальных и метастабильных
атомов на данном расстоянии от оси; Вм — коэффициент диффузии метаста
Сильных атомов; qe — относительная концентрация электронов на данном рас-
стоянии от оси, отнесенная к концентрации на оси: qe=ne(r)/пе(0).
Правая часть уравнения дает концентрацию возбужденных атомов, обра-
зующихся в единицу времени на данном расстоянии от оси и равную раз
ности между числами возбуждающих и тушащих соударений.
Введем, следуя [3.1]:
1) относительный радиус х=?г/гтр;
2) приведенную концентрацию ук(г), равную отношению фактической
концентрации возбужденных атомов пм(г) к концентрации пиБ(г), которая
установилась бы при статистическом равновесии между ударами I и II рода
с электронами при тех же значениях пв и Те [см. (3.16)]. Равновесная кон-
центрация пмБ определяется формулой Больцмана
ПМБ = (ём/go) пв exp [— (eUM/kTe)].
Отсюда
1/м (г) = (nw (г) go/«o (г) gu) exp [ (еПи/йТе)]; (3.20)
3) параметр Вм ~ рмопе(0) ^р/Ол1, пропорциональный отношению вероятно-
вости уничтожения метастабильного атома в объеме в результате ударов
Рис. 3.7. Распределение функции уа(х} по ра-
диусу разряда в зависимости от параметра Вк
II рода к вероятности его попадания на стенку
в результате диффузии.
После подстановки уравнение (3.19) при-
обретает универсальный вид:
d2'/w , 1 dyM _
dx2 х dx
ВмЯеУы — ^м9е*
(3.21)
На рис. 3.7 приведены решения уравнения
(3.21) при различных значениях параметра
б„„ полученные В. А. Фабрикантом графиче-
ским интегрированием. В качестве граничных
условий принято (dnM/dx)x=o=O и пм(1)=0.
Для qe было принято распределение по
функции Бесселя нулевого порядка: qe=
=Jo(|iix), pi=2,405.
При Вм^Ю удары II рода еще не
оказывают заметного влияния на рас-
кривая ум мало отличается
пределение возбужденных атомов по сечению и
от функции Бесселя нулевого порядка: z/„(x)s=//M(O)Zo(Pix). Из уравнения
Бесселя получаем f/M(O)=BM/p,i2.
С ростом Вм растет роль ударов II рода, приводящих к уничтожению
возбужденных атомов в объеме, по сравнению с вероятностью их диффузии
к стенкам, ум возрастает, а кривая распределения у... и пм все более откло-
няется от функции Бесселя, становясь более пологой у оси и более крутой
у стенок. На рис. 3.7 пунктиром нанесена кривая функции Бесселя для Вм=
=50. При дальнейшем увеличении Вм величина уы стремится к единице, до-
стигая ее сперва вблизи оси разряда; по мере дальнейшего увеличения Ви
эта область распространяется к стенкам. При Вм-*оо величина {щ->1 по всему
сечению трубки.
В тех областях, где у„=а1, диффузия к стейкам уже не играет роли.
Число ударов I рода становится равным числу ударов II рода. Наступает
статистическое равновесие между возбужденными атомами и электронами,
при котором концентрация возбужденных атомов достигает предела при за-
данных Те и «о, определяемого формулой Больцмана.
Зависимость Вм от условий разряда. Из уравнения (3.21) видно, что ха-
рактер распределения им(г) целиком определяется значением параметра Вы-
Поэтому для расчета пм(г) прежде всего необходимо найти Вм. Согласно
определению (см. выше)
— Рмопе(О) Г^р/Ом-
Выразим пе(0) через силу тока /, подвижность электронов Ье, градиент
Потенциала Е и радиус трубки гтр (см. § 3.5):
»е(0) = I/(уееЬеЕпг^),
где уе — коэффициент, меньший единицы и зависящий от распределения элек-
тронов по сечению разряда. Очевидно, что
Ve =
гтр
С пе(г)
J Ие(0)
2tcrdr.
При распределении по функции Бесселя нулевого порядка с нулевой концен-
трацией на стенках трубки уе^=0,44. При распределении по параболе уе=0,5.
Коэффициент диффузии метастабильиых атомов
1 1 Тм
Ом=<= j — з (АмоРго/^мо) рг 145,5 у д]м‘
Подставляя найденные выражения в формулу для получаем
3 Ye
Ди == -----------------ТТ-----. (3.22)
145,5ке (XM0pr0/TM0) T%*beE
где e — заряд электрона 1,60-10~19 Кл; рг—общее давление газа; Тк — тем-
пература метастабильиых атомов, К; ?-мо — длина свободного пробега мета-
стабилей, приведенная к рго и Г,,»; Ъе — подвижность электронов, м2/(В-с);
I — сила тока, А; Л!ы — молекулярная масса метастабилей; Е — градиент по-
тенциала, В/м. Значения рг0 и рг необходимо выражать в одинаковых еди-
ницах.
Вероятность ударов II рода через вероятность ударов I рода в принятых
нами обозначениях равна:
РмО (9о/?м) 1,33 • Ю69ом № max) i
(3.23)
где ?ом(Птах)—эффективное сечение ударов I рода в максимуме, м2.
Приведенные формулы позволяют рассчитывать численные значения Вы
для конкретных условий.
Для того чтобы оценить влияние условий разряда на В.,, выразим Ье
в формуле (3.22) через и Те. Тогда, пренебрегая небольшими изменениями
Тг и к' от Те, получаем
1 мО
Вы~-1рг*Те'1*/Е.
(3.24)
Из этой формулы следует, что Вк растет пропорционально силе тока и
квадрату давления газа; кроме того, Вм пропорционально Ге1/2 и обратно
пропорционально Е, которые сами зависят от условий разряда. Таким обра-
зом, для того чтобы найти окончательную зависимость Вм от независимых
параметров, необходимо решить полную систему уравнений, которая позво-
ляет найти Те и Е (см. § 3.5).
3.4. КОНЦЕНТРАЦИЯ ИЗЛУЧАЮЩИХ АТОМОВ
Определение концентрации излучающих атомов на основании
Диффузионных представлений [3.1]. Если воспользоваться ана-
логией между диффузией частиц и фотонов, то распределение
возбужденных излучающих атомов в цилиндрическом столбе
разряда может быть описано тем же уравнением, что и распре-
деление метастабильных атомов, но с другим коэффициентом
диффузии. Таким образом, для распределения излучающих ато-
мов оказываются справедливыми выводы, полученные для ме-
тастабильных атомов. Однако для распределения излучающих
атомов задача решается менее точно, чем для метастабильных
атомов, из-за того, что диффузионный подход не соответствует
физической картине явления.
Как и в случае метастабильных атомов, закон распределения
излучающих атомов зависит от параметра В^зл, который равен:
Дтзл — (С) Гтр/^изл — (б) ^эф, (3.25)
где тЭф — эффективная продолжительность жизни излучающих
атомов. При диффузии излучения в цилиндрическом сосуде она
определяется выражениями (2.70) и (2.71).
Для больших оптических плотностей и доплеровской формы
линии с достаточной для практики точностью можно пользовать-
ся выражением
Тэф трТ,
(3.26)
где k0 — показатель поглощения в середине линии; ст — числен-
ный коэффициент, слабо возрастающий с ростом АогТр. Так, на-
пример, при АогТр=5О ст«2,7, при Аогтр=500 ст~4,1, при
£оГтр=5ООО ст»4,8.
Для формы линии, определяемой доплер-эффектом (см.
§2.5),
д __ 1 gr . з по «о
0Д_ 8/2^ V RT ° * *
Подставив /год в (3.26), получим
Тэф'~Цог тр-
(3.27)
(3.28)
Интересно, что тЭф в этих условиях практически не зависит
от т.
Влияние условий разряда на ВИзл. Заменяя в формуле (3.25)
тЭф и рассуждая далее аналогично тому, как при выводе зави-
симости для метастабильных атомов, находим
BB31t~Iplr.IpbeE. (3.29)
В данном случае р — парциальное давление только погло-
щающего газа или пара. Выражение для ВИзл, кроме того, отли-
чается от Вы наличием в знаменателе гтр. Это означает, что при
одинаковых силе тока и давлении распределение излучающих
Рис. 3.8. Схема, поясняющая расчет
излучения поглощаемого в элемен-
тарном объеме dVo из объема dV
атомов должно отличаться от
распределения метастабиль-
ных атомов. Чем больше диа-
метр трубки при прочих рав-
ных условиях, тем меньше ВИзл
и тем дальше распределение
излучающих атомов по сече-
нию от равновесного.
С ростом силы тока, увели-
чением давления и уменьше-
нием диаметра трубки В изл ра-
стет и условия приближаются
к равновесию между ударами
I и II рода.
Величина удельного пото-
прибли-
ка излучения может быть определена по следующим
женным формулам [3.1]:
при небольших значениях тушения Визл^50
Фг hvro 0,44 «из., (0) тг4р|^0/ге (0)
fa2
Pi2 + б, 66ВИЗЛ
(3.30)
при Визл>100
л, 2’trTp^lvro РгОпе(б)Л^изл С . . . - ..Гц----\ J /о on
, ,|/п—~ I Jo Сч*) Jo (ГВизл-^) xdx, (3.31)
Л)(|/Яизл) J
О
где Io — функция Бесселя от чисто мнимого аргумента.
Определение концентрации излучающих атомов на основа-
нии интегрального уравнения переноса [0.5]. Рассмотрим вновь
двухуровневую схему процессов, представленную на рис. 3.5.
В этом случае для элементарного объема излучающего газа dVo
с координатой Го (рис. 3.8) условие образования и разрушения
атомов на возбужденном уровне 1
dV=|z01 + ДЛГ01 - z10 - dV,
dt L t10 J
(3.32)
где ni — концентрация возбужденных атомов на уровне 1 в точ-
ке с координатой г0 в момент времени t\ 1/тщ=Ао; АМ>1— чи-
сло актов образования возбужденных (излучающих) атомов
в 1 с в единице объема за счет поглощения фотонов, попавших
в данный объем из всей окружающей массы излучающего газа.
Остальные обозначения прежние.
В стационарном случае (dtiildt—ty уравнение (3.32) при-
мет вид
Zoi (Го) + ATVoi (Го) =210 (Го) +«! (Го) /Тю.
(3.33)
Оно представляет собой условие равновесия образования и
разрушения излучающих атомов п\ по принятой двухуровневой
схеме. Разность [nt (г0)/тю—ANoi (г0) ]dV представляет собой
число фотонов, выходящих в 1 с без поглощения за пределы из-
лучающего объема dV0 с координатами г0.
Определим AiVoi- Для этого найдем сначала число фотонов,
поглощенных в единицу времени в объеме dVo с координатой г0
из числа фотонов, возникших за то же время в объеме dV с ко-
ординатой г (рис. 3.8). Как видно из вывода § 2.6, оно равно:
_/пДг)_ 42 ФФ)ф (3.34)
\ т10 4л / dp ' '
где f(p) —вероятность того, что фотоны, возникшие в объеме
dV с координатой г, «пролетят» расстояние р в направлении р
без поглощения.
Очевидно, что A/Voi равно интегралу .выражения (3.34) по
всему объему газа V, окружающему рассматриваемый элемен-
тарный объем dVo с координатой г0, деленному на dV0=rfQp2rfp:
ДЛ701 = —(3.35)
tio J dp 4лр2
Подставляя значение AA^oi из (3.35) в (3.33), получаем интегро-
дифференциальное уравнение проблемы:
_L Г П1 (r) dfjpL JL=z (r) __2 ( ). (3.36)
т10 t10 J dp 4лр2
Интегральное уравнение радиационного переноса возбужде-
ния впервые было опубликовано Л. М. Биберманом (см. [0.5])
в стационарном варианте и Т. Холстейном [2.5] в нестационар-
ном варианте без столкновительных членов в 1947 г. Они же да-
ли первые решения конкретных задач. К настоящему времени
выполнено много работ, посвященных разработке этой пробле-
мы (см. [0.5]).
Методы решения уравнения переноса излучения. Строгое ре-
шение уравнения (3.36) представляет большие математические
трудности, и в настоящее время оно мало пригодно для инже-
нерных расчетов. Л. М. Биберман еще в 1948 г. предложил при-
ближенный метод, который позволяет заменить решение интег-
рального уравнения решением алгебраической задачи (см.
[0.5]).
Выражение df/dp, характеризующее уменьшение потока фо-
тонов с расстоянием, является быстро убывающей функцией р
при малых значениях р и весьма медленно убывающей на боль-
ших расстояниях (см. гл. 2). Благодаря этому в установлении
концентрации возбужденных атомов большую роль играет об-
мен излучением между далекими областями, что приводит к от-
носительно пологому ходу «1 (г). Поэтому с достаточным при-
ближением в формуле (3.36) можно вынести «1 (г) за знак ин-
теграла и приписать ему значение в точке Го, т. е. п\ (г0),
а оставшееся подынтегральное выражение приравнять:
J_«d7=[l-0(ro)J, (3.37)
4лр2 ар
где 0 (г0)—некоторая функция г0. Тогда вместо (3.36) получим
^^(Го) =^z01(r0) - гю(г0). (3.38)
у '1хо
Нетрудно видеть, что 0(г0) представляет собой вероятность
вылета фотонов, возникших в объеме с координатой г0 за преде-
лы излучающего объема V без поглощения.
Л. М. Биберман вводит понятие местной эффективной
продолжительности жизни возбужденных атомов, за-
висящей от'координаты fq: тэф (г©) =тю/0 (г0).
Величина ДЭф(г0) — 1/тЭф(го) =Дю0(го) может быть названа
местной эффективной вероятностью испускания линии 1->0
с учетом реабсорбции и тушения. Подставляя тЭф в (3.38), полу-
чаем
«1 (го) /тэф (r0) =z01 (r0) —z10 (г0). (3.39)
Решим уравнение (3.39) относительно z/10(r0) = «1 (г0)/д1Б(г0).
Для этого раскроем значения z:2'01 = a0i«e«0 и г10 = рю«е«1.
После несложных преобразований получим
(«1б/«0) У1о= (aoi/Pio)Il + (1/Р1о«Лф)1 ’• (3.40)
Поскольку (П1Б/«о) = (ао1/Рю) [см. формулу Больцмана и соот
ношение Клейна—Росселанда (§ 2.4)], получим
Ую (ro) = 1 /[ 1 + 1 (г0) ’эф (г0)] (3-41)
Из уравнения (3.41) следует, что по мере увеличения числа
ударов II рода (]Д0/ге) и эффективной продолжительности жизни
Тэф значение г/ю приближается к 1, т. е. условия в соответствую-
щей точке разряда приближаются к равновесию между ударами
I и II рода. Для нахождения i/(r0) необходимо определить зна-
чения Р['о> пе(г0), Тэф(го), т. е. 0(го). Значение 0 (г0) зависит от
формы спектральной линии и оптической толщины слоя от рас-
сматриваемой точки до границы разряда.
На рас. 3.9 приведены значения у10 (х) для нескольких опти-
ческих плотностей (^одгтр) иS$ione (х), полученные Б. А. Веклен-
ко методом местной эффективной продолжительности жизни
(пунктирные кривые) и методом численного интегрирования
(сплошные кривые), который дает точные результаты.
Среднее значение тэф=т/0 для разряда в длинной цилиндри-
ческой трубке при А0гтр>3 с достаточной для практики точно-
стью равно [0.5, 2.5]:
при доплеровской форме линии
тэф’д 1>1^одгтр j/~ln (^одгтр) 'с'» (3.42)
при дисперсионной (ударной) форме
‘'эф.уд == 1 6 V^Оуд^-р*- (3-43)
Сравнение значений z/ю, вычисленных различными методами,
и расчет потока излучения. Расчет из диффузионных представ-
лений и методом местной эффективной продолжительности жиз-
ни дает завышенное значение для на оси и заниженное
у стенки трубки по сравнению со значениями, найденными пу-
тем численного интегрирования строгого уравнения переноса
(3.36). По мере приближения к равновесному состоянию, т. е.
с увеличением £огтррю> расхождение уменьшается. Если исхо-
дить из диффузионных представлений, то у(0) зависит лишь от
произведения йогтрРю.
Решение интегрального уравнения показывает, что у слабо
зависит и от оптической плотности (^огТр) в отдельности. Стро-
гое решение дает конечное значение для концентрации излуча-
ющих атомов у стенки трубки, в то время как приближенные
методы дают нулевое значение.
При известных значениях У (г), Oi(vio) вычисляется по фор-
муле (3.17). Важно подчеркнуть, что расчет потока излучения
из диффузионных представлений и из строгого уравнения пере-
носа дает практически совпадающие результаты. Это объясня-
ется тем, что при малых значениях у, когда велико расхождение,
у мало влияет на Ф1, а при больших значениях у обе теории да-
ют близкие результаты. Это обстоятельство позволяет при инже-
нерных расчетах пользоваться более простыми диффузионными
представлениями. В этом случае мы возвращаемся к уравнению,
рассмотренному в начале параграфа:
—div (£>изл grad /гизл) =zOi—?ю,
решение которого для цилиндра было рассмотрено в § 3.3 и
в начале этого параграфа.
Рис. 3.9. Зависимость ух от радиуса для
различных оптических плотностей Аодгтр
и, вероятностей ударов II рода Рю:
^-Vtp=100. ₽io(0)=5-10-«; 2 - Аогтр=2ООО,
₽lo(0)=5-10-S; 3 —Vtp=1°°- ₽io«>)=5-10-3;
4 - *огтр=2000" ₽lo(O)=5-10—*.
Влияние сверхтонкой структуры спек-
тральных линий на излучение. Многие спек-
тральные лннии из-за расщепления уровней
имеют сверхтонкую структуру (СТС), т. е.
состоят из нескольких компонент. Для
разряда, представляет интерес, в частности,
СТС, вызванная изотопическим смещением.
Гак, дапример, природная ртуть представ-
ляет собой смесь семи изотопов с атомны-
ми массами 196 (0,15%), 198 (10,1 %),
200 (23,3 %), 202 (29,5 %), 204 (6,7 %) и
нечетных 199 (17,0%) и 201 (13,7 %),
а излучение резонансной линии ртути
254 нм состоит из перекрывающихся ком-
понент, соответствующих этим изотопам
[0.1]. В этом случае мощность выходящего излучения всей линии в целом Ф
равна сумме мощностей выходящего излучения каждой компоненты СТС
с учетом ее излучения и поглощения в отдельности Ф,. Для цилиндрического
разряда единичной длины /стЗ>йтр.
I
ф = X Ф( =
i=l
(3-44)
где «в, — средняя по сечению концентрация возбужденных атомов i-й ком-
поненты на верхнем уровне; т,Эф — средняя по сечению эффективная продол-
жительность жизни атомов, излучающих i-ю компоненту.
По литературным данным обогащение природной ртути изотопом Hg 196
с 0,15 % до 4 % дает возможность повысить выход излучения линии 254 нм
на 4—5 % (см., например, журнал «Светотехника», 1990, № 6. С. 12).
3.5. ТЕОРИЯ СТОЛБА РАЗРЯДОВ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ
Общий путь построения теории столба разрядов НД. Теория
столба разряда должна давать в конечном счете зависимость
его удельных оптических, электрических и других внешних ха-
рактеристик от условий разряда, которые являются независимы-
ми параметрами.
К независимо задаваемым параметрам, которые будем на-
зывать условиями разряда, отнесем радиус разрядной трубки Гтр
(в случае круглого сеченйя), род и состав наполняющих газов
и паров (состав наполнения — СН — определяет потенциалы
возбуждения, ионизации и другие атомные константы); плотно-
сти или давления наполняющих газов и паров в столбе при ра-
боте лампы п, или pj, где j — индекс соответствующей компо-
ненты, и силу тока I или i (фактически они связаны с внешни-
ми параметрами и между собой, но эти вопросы разбираются
в гл. 6 и 7).
Искомыми величинами являются удельные (на единицу дли-
ны столба) потоки излучения спектральных линий ФДА,;), где
i — индекс соответствующей спектральной линии, продольный
градиент потенциала Е, удельные потери мощности в объеме
Piv и удельные потери мощности на стенках трубки РпР.
Современные представления о физических процессах в стол-
бе разрядов НД дают возможность составить замкнутую систе-
му уравнений, связывающих искомые характеристики столба
с независимыми параметрами.
Задача решается в два этапа. Сначала находят электрокине-
тические характеристики столба пв(г, /), ne(r, t), fe(Ue), Е и
be(г, t) в зависимости от условий разряда. Затем по найденным
электрокинетическим характеристикам и заданным условиям
разряда рассчитывают искомые параметры столба.
Для определения указанных электрокинетических характе-
ристик столба через условия разряда используют следующую
систему уравнений:
1) уравнения баланса образования и разрушения возбужден-
ных атомов на соответствующих энергетических уровнях;
2) уравнение баланса образования и разрушения заряжен-
ных частиц (электронно-ионных пар);
3) уравнение баланса мощности или энергии;
4) уравнение, выражающее силу тока через подвижность и
градиент потенциала.
Запишем эту систему уравнений для диффузионного режима
(А,«Сгтр) и при отсутствии рекомбинации в объеме. Эти условия
определяют границы применимости теории.
Уравнения баланса образования и разрушения возбужден-
ных атомов. Образование и разрушение атомов на некотором
излучающем уровне происходит в результате соударений I и II
рода с электронами, а также в результате оптических переходов,
оканчивающихся или начинающихся на рассматриваемом уров-
не. Тогда для некоторого излучающего уровня s получим
' h=s—1 i—I s—1 i— 1
^= n° S aHs«H ne J] Pbs«E + J]^+ £ «As -
н=0 B=s4-1 h=0 b=s + 1 J
i s—1 i—1 s—1
ne <WJs + «e Jrw^.+
b—s-pl h=0 b=s+1 нзО
(3.45)
Первый член в квадратных скобках правой части уравнения
учитывает процессы, в результате которых образуются возбуж-
денные атомы на уровне s, а второй — процессы их перехода
в другие энергетические состояния. В (3.45) сохранены приня-
тые ранее обозначения, так что значение каждого члена легко
понять. Индексом «н» обозначены все уровни, лежащие ниже,
а индексом «в» — все уровни, лежащие выше рассматриваемого
уровня s; i — уровень ионизации.
Аналогичные уравнения должны быть составлены для всех
уровней, которые необходимо учитывать.
Для метастабильиых атомов на некотором уровне «м» урав-
нение будет иметь аналогичный вид, за исключением членов
вида 2ДАНМ и ЕПмАмн, поскольку метастабильные атомы не мо-
гут образоваться или разрушиться в результате оптических пе-
реходов с более низких состояний. Вместо них должен быть вве-
ден член, учитывающий поток метастабильиых атомов из
рассматриваемого объема за счет диффузии к стенкам. Это при-
водит к диффузионным уравнениям следующего вида:
~ = + пе <4мЛи + пе У Рв.м«в + «А» —
н в в
— Пе pL.HnM - пе <4.вЛм— ААМ.В — div (Д,. grad ян). (3.46)
И в в
Таким образом, получается система интегродифференциаль-
ных уравнений, для решения которой необходимо знать величи-
ны а', р', ДА, A, D и другие по сечению разряда. Обычно в це-
лях упрощения строгий интегральный подход при расчете пере-
носа излучения (ДА) заменяют диффузионным. Тогда уравне-
ния (3.45) и (3.46) можно записать в более компактной удобной
для расчетов форме; индекс s означает в данном случае любой
рассматриваемый возбужденный уровень:
dns VI
dt ~ L
т
^zkstie SGM (s — k) — aslnsne~~^-,
zs эф
k=0
(3.47)
где a'kstik—p'sftns — разность ударов первого и второго ро-
да при переходах ks и sk в единицу времени в единичном объеме
в расчете на один электрон; SGN(s—k) —знаковая функция;
k — порядковый номер уровня; а'йП.цПе — скорость ухода с уров-
ней s за счет ступенчатой ионизации; тгэф — эффективная мест-
ная продолжительность жизни возбужденных атомов на уровне
s, определяемая в случае излучающего уровня излучательными
переходами на все нижележащие уровни, а в случае метаста-
бильного уровня — скоростью диффузии к стенкам.
Уравнение баланса заряженных частиц. В теории принима-
ют, что они образуются в результате ионизующих соударений
электронов с атомами, причем в отличие от теории Шоттки учи-
тывают не только прямую, но и ступенчатую ионизацию, кото-
рая играет определяющую роль в разряде (см. гл. 2). Исчезно-
вение зарядов происходит в результате рекомбинации только на
стенках сосуда, куда они попадают под действием биполярной
диффузии. Тогда нестационарное уравнение скорости образова-
ния и разрушения заряженных частиц в единичном объеме запи-
шется так:
н=г—1
-^ = div(I>6Hngradne)+ пе J «4£пн, (3.48}
н=0
где £>бип — коэффициент биполярной диффузии: Обил— (kTeje) bt
[0.2]. Зависимости а' и 0' от Те и других величин см. в § 2.3.
Уравнение баланса энергии. Подводимая к столбу электриче-
ская энергия воспринимается прежде всего электронным газом,
который в результате различных соударений передает ее ато-
мам. В общем случае выделяющаяся в единичном объеме стол-
ба за время dt энергия jEdt идет на покрытие потерь и измене-
ние запаса энергии электронного газа за тот же промежуток
времени. Для единичного объема получим
ne(d&eldt)=jE—neweS, (3.49)
где Ее — средняя энергия одного электрона; при максвелловском
распределении Ее= (3/2)^Те; j — плотность тока; weS — средние
суммарные потери мощности электронным газом на все виды
упругих и неупругих потерь в расчете на один электрон.
Определение wes- Суммарные потери электронного газа скла-
дываются из потерь в объеме при упругих соударениях (в ЛЛ
в основном с атомами инертного газа), а также на возбуждение
и ионизацию (в ЛЛ атомов ртути):
weS=weT+weB+wei. (3.50)
Мощность, передаваемая атомам при упругих соударениях
в расчете на один электрон,
wer пт J (mev*f2) veqer (уе) fe (ne) dve. (3.51)
6
В расчете принято, что при каждом упругом соударении элект-
рон со скоростью ve передает атому в среднем энергию
(2tneltnT) (mev2e[2). Поскольку в упругих соударениях принима-
ют участие электроны любых энергий, для fe(ve) можно прини-
мать максвелловское распределение. В расчетах необходимо
учитывать зависимость ^ег от ve.
Введем усредненное по скоростям или энергиям значение ^*ег
и вынесем его за знак интеграла. Величина q*eT(Te) будет функ-
цией Те> вид которой определяется родом газа или пара. Остав-
шееся под интегралом выражение легко интегрируется. (Вводя
оо
новую переменную x—mev2el2kT, получим J x2e~xdx—2.)
о
В результате
* (3.51а)
или, выражая пг через рт и Тт(пт=рт11гТг),
Г (3.516)
Помня, ЧТО Пг<7*ег=1/Л*ег, ЛеГКО ВЫраЗИТЬ WeT через Ver (Ге).
Конкретные зависимости ^*ег от Те для некоторых газов и паров
приведены в конце параграфа. Метод расчета q*eT и Ver в сме-
сях см. в § 4.3.
При наличии нескольких компонент газа или пара надо сум-
мировать подобные выражения по всем компонентам.
Мощность потерь на возбуждение в расчете на один элек-
трон
г—1 m
^ев=Е 2 е№г~ Uk)(a'krnk — ^’rknr), (3.52)
fe=0r=l
где k, г — номера уровней, по которым идет суммирование.
Члены Р'гйПг учитывают «нагрев» электронного газа при уда-
рах II рода.
Мощность потерь на ионизацию в расчете на один электрон
г—I
Щег = £ ahlnke (Ut - Uk) + kTe. (3.53)
Мощность, передаваемая электронами и ионами стенке в рас-
чете на один электрон. В стационарном режиме в результате
биполярной диффузии устанавливается такая величина отрица-
тельного заряда стенки по отношению к плазме Д17тр, при кото-
рой плотность потока электронов на стенку становится равной
плотности потока ионов [см. § 3.1], при этом согласно теории
— In (—и составляет, например, для ртути при Те—
= 11 600 К и Д=300 К около 8 В. Энергия, передаваемая стен-
ке каждой парой зарядов, wepeK складывается из их кинетиче-
ской энергии и энергии рекомбинации eUt. Часть этой энергии б
уносится нейтральными атомами обратно в объем. При диффу-
зионном режиме кинетической энергией ионов в плазме можно
пренебречь по сравнению с кинетической энергией, приобретае-
мой в ускоряющем слое еДС/тр. Таким образом,
да;рек = (2kTe + еД77тр + еЩ (1 - 8).
Коэффициент аккомодации б тяжелых ионов, например, рту-
ти мал так, что им можно пренебречь [0.6].
Для того чтобы определить мощность, приносимую зарядами
на стенку в расчете на один электрон, необходимо умножить
wePeK на число пар зарядов, образуемых в среднем каждым
электроном в единицу времени, т. е. на частоту ионизаций
В стационарном режиме 2п=1/тбип, где тбип — средняя диффу-
зионная продолжительность жизни зарядов в столбе, определяе-
мая скоростью их биполярной диффузии к стенкам. В цилинд-
рической длинной трубке
‘сбип==^тр/(Н‘1Дбип)> а ^ип=(^е/е)бг.
Отсюда
+ (3.54)
' ^тр / \ £ /
Подвижность ионов bi обратно пропорциональна плотности и
молекулярной массе газа. Для расчетов рекомендуются следую-
щие значения bi^: при 77=300 К в Не б/Hg= 189/рне, в Ne
57,5/pNe, в Аг 17,86/рдг, где р, Па, &£Hg, м2/(В-с) [0.10]. По-
дробнее о влиянии различных факторов на bt см. в § 4.3 и
[0.2, 0.3].
Уравнение для силы тока. В общем случае плотность тока
/(г, /)~еие(г, t)be(r, t)E(r, t), (3.55)
где be — подвижность электронов (см. § 4.3). Отсюда мгновенное
значение тока
i{t)= J / (г, t) 2r.rdr. (3.56)
о
Уравнения (3.45) — (3.56) образуют замкнутую систему, по-
зволяющую рассчитывать характеристики столба разрядов НД
как в динамических режимах с произвольной формой и частотой
Питания, так и в стационарном режиме. В последнем случае
производные dns]dt, dne/dt и dee/dt равны нулю. Ниже рассмот-
рим схему решения этой системы для стационарного режима.
Особенности динамических режимов будут описаны в гл. 5.
Хотя принципиально картина физических процессов в столбе
разрядов НД в настоящее время достаточно ясна, количествен-
ное решение задач для конкретных типов разрядов встречает
определенные трудности. Поэтому на практике в целях доведе-
ния решения до конца приходится вводить ряд существенных
упрощающих предположений и допущений. Обычно они сводят-
ся к уменьшению числа учитываемых возбужденных уровней и
переходов между ними, замене строгого интегрального подхода
при расчете излучения диффузионным, введению аппроксимаций
для эффективных сечений и для fe(se), позволяющих найти ана-
литические выражения для интегралов (см. гл. 2), к усреднению
значений величин пв, пе по сечению разряда и др. Для оценок
широко используют функцию Максвелла feu.
Схема решения системы уравнений (3.45)—(3.56) в общем
виде такова. Значение Те определяется из уравнения баланса
заряженных частиц. При заданных условиях разряда и пе в ста
ционарном режиме устанавливается такая Те, при которой ско-
рость образования новых зарядов равна скорости их исчезнове-
ния. При ступенчатой ионизации для решения этого уравнения
предварительно необходимо найти концентрации возбужденных
атомов на рассматриваемых уровнях. Искомые величины Пе(г),
Те и пв(г), скажем, на k уровнях связаны (&+1)-м уравнением.
Поэтому для их решения надо задать одну из них. Удобнее за-
давать пе(г) и путем совместного решения этих уравнений нахо-
дить Па И Те.
Поясним путь решения на предельно упрощенном примере: имеется один
возбужденный уровень 1, электроны имеют максвелловское распределение по
энергии с температурой Тг; по сечению разряда Т,, и постоянны; коэффи-
циенты диффузии излучения 7)изл и электронов Обпп также постоянны по се-
чению; трубка имеет цилиндрическую форму с радиусом гтр. Эта модель наи-
более близко подходит к разряду НД в смеси паров натрия с инертными
газами.
Расчет Те, пе и п}. При этих допущениях уравнения баланса возбужден-
ных атомов и заряженных частиц примут вид
(d2n1 1 йпЛ , , ,
г/изл | ~ I РцДе«1 (3.57)
(d2ne 1 dne \ ,
— -тт+--------------7~ = Kofneno + aiine'h- (3-58)
\ dr2 г dr ) и
Ьапомним, что если не учитывать возбужденный уровень, т. е. положить
«1=0, то уравнение (3.57) обращается в нуль, а (3.58) переходит в известное
уравнение Шоттки. Его решение дает распределение пе(г) в виде функции
Бесселя нулевого порядка с пе(гтр)=0. Из него могут быть найдены Те и
другие величины [0.2].
Концентрации электронов пе и возбужденных атомов пъ а в более общем
случае и п0 являются функциями г. В § 2.5 показано, что ОИЗЛ определяется
по, гтр и ормой спектральной линии, из изическои электроники известно,
что D6Kn^(kTe/e)bi, т. е. является функцией Те и bi. Значения а' и |3'
также являются известными функциями Те и эффективных сечений (см. гл. 2).
Таким образом, уравнения (3.57) и (3.58) связывают три неизвестные вели-
чины: Пе(г), П1(г) и Те. При задании одной из них могут быть определены
две другие. Чтобы решить эту систему, сначала необходимо задаться пе(0)
и некоторым распределением ие(г) и njr) и использовать их для нахождения
Те. По этим данным находим и,(г), подставляем в (3.58), находим новое
«Дг), по нему уточняем th (г) и т. д. Методом последовательных приближе-
ний находим окончательное распределение пе(г) и nt(r) для каждой Те. Та-
ким путем, но с большим числом уравнений, решал задачу М. Кейллис (см
ниже).
Если усреднить значения п, и пе по сечению разряда, то вместо диффе-
ренциальных получим два алгебраических уравнения. Этим приемом, но
с большим числом уравнений, пользовались Д. Уэймус и Ф. Биттер (см.
ниже). В целях упрощения и наглядности тоже будем решать задачу для
усредненных по сечению концентраций. Для пг из (3.57) получим
п1 Дизл Ч* Пе (Р10 + ан) а01кеи0, (3.59)
где Лиз.- — эффективная вероятность выхода излучения; ее связь с £>ИэЛ см.
в § 2.6 и 3.4. Из (3.59) находим яь
Для пе имеем
«eWTp/%n =*= («о/иО + киП1) . (3.60)
где тени — средняя диффузионная продолжительность жизни электронов,
определяемая биполярной диффузией.
Допустим, что и при ступенчатой ионизации Тбип имеет то же выражение,
как и при обычной диффузии для цилиндрического сосуда, т. е. т6ип=
= (Fi^fen) •
В свою очередь коэффициент биполярной диффузии А>Ип= (kTe/e)
(см., например, [0.2]). Подставляя в (3.60) вместо Тбип его выражение, после
сокращений получаем
/ |Л, V !kTe \
----- ) ----) (3.61)
'гтр / \ ^ /
Уравнение (3.61) позволяет найти Те, если известны п1 и остальные ве-
личины. Второй член в правой части характеризует роль ступенчатой иониза-
ции. Для количественных расчетов надо в формулу (3.61) подставить значение
«1 из (3.59). Тогда в (3.61) кроме Те войдет вторая неизвестная пе. Задавая
одну из них, можем найти другую. В данном случае проще задавать пе и
находить Те.
Градиент потенциала находят путем совместного решения
Уравнений баланса энергии и плотности тока, выраженной через
подвижность. В стационарном режиме jE=weSne. Подставив сю-
да выражение j=enebeE, найдем
£= /ЖГ (3.62)
Получающееся значение силы тока при задаваемом значе-
нии пе(г), как правило, не совпадает с требуемым. Тогда зада-
емся новым значением пе и решаем систему снова. Таким путем
получаем серию зависимостей пе, щ и Те от силы тока. Далее
рассчитываются искомые удельные характеристики столба.
Для большинства практически важных задач целесообразно
пользоваться усредненными по сечению значениями пе и пв, так
как это резко сокращает время расчетов и в то же время дает
достаточно правильный характер зависимостей.
В этом случае расчет удельных (на единицу длины столба)
потерь проводится при помощи следующих соотношений. Удель-
ные упругие потери
Лг = ^ет(«е"?р). (3.63)
Удельные потери на стенках за счет рекомбинации зарядов
^Хрек ®ерек (^е^Дгр) (2^^е Д* вД/7тр -|—
+ ^г) (W (3.64)
\ гтр/ \ е 1
Мощность упругих потерь вызывает нагрев газа, который в ко-
нечном счете тоже выделяется в виде тепла на стенках, так что
Р Yl$=P ir-)-/31рек.
В реальных условиях при расчете PiTp надо еще учитывать
нагрев трубки за счет поглощения части излучения разряда.
Удельные потери мощности на излучение равны:
Ф1£ = 2 hvk^ikЛЛЛал. (3.65)
k. i
Методы расчета nk и Akj изл^1 /тл/ изл приведены выше в этой
главе.
Теория столба разрядов НД в смеси паров ртути с инертны-
ми газами. Этот вид разряда весьма широко используется в со-
временных люминесцентных лампах (ЛЛ).
Первая количественная теория столба разрядов в ЛЛ при
работе на постоянном токе была дана Д. Уэймусом и Ф. Бит-
тером в 1956 г. (см. [0.10]). Ими была принята схема, учитыва-
ющая семь уровней атома ртути, включая основной и ионизаци-
онный уровни, и упрощенная схема переходов между ними.
Принималось, что возбуждаются и ионизуются только атомы
ртути. Перенос излучения рассматривался как процесс диффу-
зии. Расчет велся для усредненных по сечению величин. Прини-
малось максвелловское распределение электронов по энергиям
с постоянной Те по сечению разряда. Значения интегралов, вхо-
дящих в уравнения, вычислялись численно; для неизвестных
эффективных сечений были приняты предположительные значе-
ния, которые затем корректировались. В целях практического
использования для наиболее важных функций были приведены
графики их зависимостей. Сравнение расчетов с данными экспе-
риментов при учете принятых упрощений и допущений дало
удовлетворительное согласие. Подробное изложение см. в [0.10].
Наиболее детальные для своего времени расчеты были опу-
бликованы в 1962—63 гг. М. Кэйлиссом (библиографию см.
в [0.9 и 0.10]). Он рассчитал для стационарного столба разряда
в ЛЛ распределение пе(г) и пв(г) по сечению, причем не только
для круглого, но и для более сложных форм. Для этого ему при-
шлось решить систему из семи дифференциальных уравнений на
ЭВМ, без чего выполнение подобных расчетов вряд ли осущест-
вимо. Для fe(ee) принималось максвелловское распределение.
В результате многочисленных экспериментальных и теорети-
ческих исследований, выполненных с тех пор в нашей стране и
за рубежом, был выявлен и учтен в моделях ряд особенностей
этих разрядов, уточнены значения некоторых эффективных се-
чений. Широкое внедрение быстродействующих ЭВМ за эти го-
ды позволило значительно увеличить число учитываемых про-
цессов, уточнить их математические выражения и, что особенно
важно, многократно повысить скорость расчетов (при отлажен-
ной программе). В итоге удалось добиться лучшего согласия
расчетов с экспериментом и в более широком диапазоне измене-
ния условий разряда. Значительное развитие получила теория
нестационарного разряда, создание которой удалось осущест-
вить только путем использования быстродействующих ЭВМ. Все
эти изменения оказались весьма кстати в связи с современными
направлениями развития ЛЛ, а именно с использованием более
узких трубок и смесей газов, переходом на питание токами раз-
личной формы и частоты.
Среди отечественных исследований этого периода, способст-
вовавших развитию теории этого типа разряда, следует отме-
тить работы, выполненные в ЛГУ под руководством В. М. Ми-
ленина [3.6], А. С. Федоренко [3.3] во ВНИИИСе, Е. В. Охон-
ской [3.8] в Мордовском Государственном университете и
некоторые другие.
Особенности современной системы уравнений столба разря-
дов НД в смеси паров ртути с инертными газами [3.3, 3.6, 3.8].
Для получения результатов расчетов, достаточно близко совпа-
дающих с фактическими данными в широких пределах измене-
ния условий разряда, в математической модели столба ЛЛ не-
обходимо учитывать переходы между следующими уровнями
атома ртути: б^о, 63Po.i,2, б1/5], 73Si, 6D (принимается за один
и, в
8,85
7,73
5,7
5,М
4,S9
4,67'
Рис. З.Ю. Схема основных энергетических уровней атома ртути и переходы
между ними:
--------Удары I и II рода;---------излучение и поглощение
•А ГО См
уровень) и уровень ионизации i (рис. 3.10). Кроме того, надо
учитывать перечисленные ниже особенности.
Обычно распределение пе и пв описывали функцией Бесселя
или параболой с нулем на стенке. Однако эксперименты пока-
зывают, что даже в широких трубках пе(гТр)#=0 [3.7]. Зависи-
мость ле(г) может быть выражена [3.8] так:
Пе(г) =Ие(0) [1— а(г/гтр)2], (3.66)
где а=6/(2+6); 6~ (ЗгтрТ,)/ (4k(7e), а —длина свободного
npofera ионов. При увеличении 6 а в пределе стремится к еди-
нице.
Учет этого обстоятельства существенно сказывается на ре-
зультатах расчета. Средняя концентрация электронов увеличи-
вается и становится равной;
пе=пе(0) (1—а/2). (3.67)
Соответственно изменяется расчет силы тока и потерь. Увеличи-
вается время биполярной диффузии зарядов на стенку [3.8]:
- гтР (1 —tx/2)
(3.68)
бНп^ (2,4)2 Da,,
Оценки показывают, что для гтр=1,8 см тейп увеличивается при
этом в 1,3—1,4 раза, а для гтр=0,7 см — более чем в 2,5 раза
[3.8]. Увеличение тбип приводит к уменьшению потерь на стен-
ках, а увеличение пе — к увеличению потерь при упругих соуда-
рениях в расчете на единицу длины столба (см. ниже).
В расчетах обычно принимают Te=const по сечению разря-
да, хотя зондовые измерения показали, что при малых токах
(0,2 А) Те слабо падает, а при больших (1 А) слабо растет от
оси к стенке [3.3].
Дефицит быстрых электронов с энергиями ес5г4,7 эВ в сов-
ременных моделях учитывают тем, что для всех процессов
с энергиями efi^4,7 эВ в расчет вводится эмпирическая зависи-
мость fe(Se), например (см. § 3.2)
% (l + o)(ee —ej
me \3/2 е kTe^ kTe Г 2у3 (ее —ej 1)
По-прежнему расчеты излучения проводятся в большинстве
случаев, исходя из диффузионных представлений, или методом
местной продолжительности жизни (см. § 3.4). В последних мо-
делях Тэф.изл (или Лэф.изл) рассчитывают в предположении фойх-
товского контура линий, образованного совместным действием
доплеровского и ударного уширений (см. гл. 2), а также с уче-
том того, что линии ртути состоят из пяти неперекрывающихся
компонентов, каждая из которых излучается и поглощается
только «своим» изотопом (см. § 3.4).
Поток излучения спектральной линии с единицы длины
столба
kjnk^3i>kjTrTP‘
(3.69)
Как было показано в § 3.4, характер распределения nk(r) мало
сказывается на расчете выходящего потока излучения.
При расчете числа упругих соударений электронов с атома-
ми аргона, криптона и ксенона удобно пользоваться линейной
аппроксимацией для </*ег от Те вида q*e м ~се ^Т,,. Для гелия и
Неона в первом приближении можно считать <7*eHe~conste Ne-
Так, для Аг, пользуясь данным [0.2], находим в диапазоне тем-
ператур от 6000 до 15 000 К сеаг~7,5-10~24 м2/К. Подставляя
значения констант в (3.516), для Аг получаем
we Аг «2,5-10-24Tes/2pAr/7Ar,
где Те и Таг, К; р, Па; w, Вт/электрон. Расчеты по этой формуле
Дают для щеАг значения, на 20—30% превышающие данные, ис-
пользованные в расчетах Кенти, Изли и Бэрнсом (1951 г.) для
соответствующих условий разряда. Но они удовлетворительно
Укладываются в баланс энергии.
С. Фед-
И ®eHg,
С ростом давления паров ртути растут упругие потери элек-
тронов при соударениях с атомами ртути и уменьшается по-
движность электронов, что надо учитывать в расчетах. Для
расчета weng удобна аппроксимация, предложенная А.
ренко [3.3]: byfiHg=3,8147e°’902PHg, где Те, К; Png, Па
Вт/электрон.
Расчет подвижности электронов ведется по формуле
, _ ^еиг^е Hg
6 ^еиг+^eHg
Пример, поясняющий ход оценочного расчета Р1Г, Лрек и Ф, (254) для
столба разряда в ЛЛ. Проведем расчет для следующих типичных условий:
/-п. = 1,8 • 10—2 м; рлг=400 Па; pHg=0,93 Па; /=0,4 А; 7'Не^7аг^320 К. По-
дробное изложение решения всей системы уравнений для усредненных по
сечению концентраций, включая определение Те и пс, учитывающее переходы
между семью уровнями атомов ртути, а также сравнение результатов расчета
с экспериментами приведены в [0.10]. В целях сокращения выкладок примем,
что значения Те и пе уже определены: 7’е=11 600 К; пе(0)=5-1017 м~г. Эти
значения близки к фактическим.
Проведем расчет для усредненных по сечению концентраций. Примем
для упрощения пе(г1Р)=0. Тогда, полагая параболическое распределение элек-
тронов по сечению, находим пс.=0,5пе(0) =2,5-Ю17 м~3.
Число электронов на единицу длины столба
Ae=ne(w2p) = 2,5- 1017л(1,8-10-2)2 = 2,55-Ю14 м-1.
Расчет Р1Ат. Пользуясь формулой (3.63) и выражением для а>еАг (см.
выше), получаем
Р1АГ=&(2,5- 10-24Ге2.5рАг/7,Аг)^е^4,53-10-14-2,55-10'^11,5 Вт/м.
(3.70)
Расчет PipeK. Определим сначала среднюю диффузионную продолжитель-
ность жизни электронов:
/гтр V е /1,8-Ю~2\2 11 600-400
бип ~ \ Их / /гГе6г \ 2,4 ) 11 600-17,86
Воспользовавшись далее формулой (3.64), найдем
Р1рекМ1,6-10-,9(2-1-|-84-10,4)/1,26-10-3]2,55-1014=&0,66 Вт/м.
Расчет Ф[ (254) проведем по формуле (3.69). Значение тЭф(254) =
(254) при доплеровской форме линии найдем по (3.42):
^эф(254) 1.1 |/1п (^одГтр) (^одГтр) т (254),
а показатель поглощения в центре линии йод — по формуле (3.27):
t 1 ( Bk \ ,
^од — ------ ( „ / Х03
8 ]/2л3 ' Во 1
/ mHg AHg
I kTHg kTHgz
Для резонансной линии ртути с 70=254 нм gk/go=3, а т(254)%9,8-10-8 с
[0.1]. Подставляя значение /гол(254) в формулу для тэф(254), после сокраще-
ний и расчета получаем
тэф(254) 1,1 [/"in (й0ДгТр) 8,8/7НегТр/Г^ 4,0-10 ^/Tigr-i-p) ~
=^6,7-10~! с.
Расчет средней по сечению концентрации возбужденных атомов на резо-
нансном уровне 1 в целях предельного упрощения и наглядности поясним
на двухуровневой схеме [см. (3.39)]:
— ₽10«е «1-
тзф
Выразим ‘пх через равновесную концентрацию: п± — у10 п 1Б. Решая урав-
нение относительно у10 и учитывая соотношение Клейна — Росселанда между
“01 и Р10’ получаем [см. (3.41)]
— Рю.^е^эф
У10 = ,----
1 “Ь Рю пе Т=Ф
Таким образом, для определения пх надо рассчитать р10, у1и и и]Б. По-
лагая для линии 254 нм £7oi=ts4,9 В; Г7тах~5,6 В и 9oimax=s;l,7-10_20 м2, на-
ходим [см. (3.23), (3.5), (3.6)]
₽Ю=(й/й) 1-83-1041™^ ^(1/3) 1,83-106-1,7-10—20.1,39= 1,44-10—14;
_ 1,44-10~1а-2,5-1017-6,7-Ю~~5 0,24
1 + (1,44-10~14-2,5-1017-6,7-Ю-?) 1,24^°’ 4’
(й/й) (PnglkTe) е kT° 5,06- 10^Hf= 4,7-10^ м~3;
«1 Ую«1б ~ 0,194-4’7' 10“ == 9>1 ’1017 м-3‘
Пользуясь полученными данными, находим
лгтр 1,02 -Ю-3 „ ,
Ф1(254)^Лу2Ип1 7,825-Ю-«-9,1-10»——-==Ю,8 Вт/м.
Итак, для выбранных выше условий разряда и принятых допущений
Лг-[-Р1РеК-|-Ф1 (254) =«11,5-^0,66^10,8=23 Вт, в то время как Р1Ст%33,5 Вт.
Расхождение в 10,5 Вт объясняется слишком грубым расчетом с й] и тэф,
а следовательно, н изучения линии 254 нм, кроме того, не учтены в расчете
излучения другие спектральные линии. Результаты детального расчета для
столба JIJI 40 Вт, выполненного К- Кенти, приведены в § 10.2.
Глава четвертая
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ РАСЧЕТА СТОЛБА
ИЗЛУЧАЮЩИХ ТЕРМИЧЕСКИХ ДУГ
4.1. ТЕРМИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ РАЗРЯДОВ ВЫСОКОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ
И УСЛОВИЯ ЕЕ ПРИМЕНИМОСТИ
Общая картина явлений в термических дугах. В гл. 3 пока-
зано, что при низких давлениях и малых плотностях тока рас-
чет характеристик столба сводится к подсчету числа различных
соударений в зависимости от условий разряда.
С ростом плотностей газа и тока увеличивается общее число
различных соударений между электронами и атомами газа и
возрастает концентрация возбужденных атомов, вследствие че-
го начинают играть заметную роль вторичные процессы с уча-
стием возбужденных атомов. Расчет становится значительно бо-
лее сложным.
По мере дальнейшего увеличения плотностей газа и тока
плазма постепенно приближается к состоянию равновесия меж-
ду различными видами соударений электронов с атомами газа
и между оптическими процессами. При установлении равнове-
сия появляется возможность расчета концентрации возбужден-
ных атомов и заряженных частиц исходя из законов статисти-
ки и термодинамики без учета элементарных процессов.
По известной концентрации заряженных частиц можно рас-
считать электропроводность и ток разряда, т. е. его электриче-
ские характеристики, а по концентрации возбужденных ато-
мов—его излучение. В условиях термодинамического равновесия
концентрация возбужденных атомов определяется по фор-
муле Больцмана, а концентрация заряженных частиц — по фор-
муле Саха (см. § 4.2). В этом случае концентрации возбужден-
ных атомов и заряженных частиц являются функциями темпе-
ратуры и задача сводится к нахождению температуры и ее рас-
пределения в зависимости от условий разряда.
Характерной особенностью термических дуг является стяги-
вание разряда в яркий светящийся шнур, окруженный более
темной оболочкой. Такой разряд называют контрагированным.
Стягивание вызывается высокой температурой газа в централь-
ной части и ее спадом к периферии, обеспечивающим отвод
тепла, получаемого от электронов. Вследствие того что концент-
рации возбужденных атомов и заряженных частиц в термиче-
ских дугах являются экспоненциальными, т. е. очень резкими,
функциями температуры, даже незначительный спад температу-
ры вызывает очень резкое уменьшение проводимости и излуче-
ния. На рис. 4.1 представлено распределение температуры, из-
Рис. 4.1. Относительное распределе-
ние по сечению разряда температуры
(1) плотности тока (2) и излучения
желтых линий ртути (3) в ртутном
разряде высокого давления (разряд
при di=4,l см; mi=12 мг/см; Pi=
=35 Вт/см) [4.1]
лучения и плотности тока в за-
висимости от радиуса для
ртутного разряда БД, из кото-
рого видно, что разряд сосре-
доточен в центральной части
трубки.
Основой для теоретическо-
го расчета температуры и ее
распределения в термических дугах является уравнение балан-
са мощности.
Правильность результатов, даваемых термической теорией,
определяется близостью условий в разряде к локальному тер-
модинамическому равновесию (ЛТР).
Условия применимости термической теории. Идеальное равновесие воз-
можно только в замкнутой системе при отсутствии потоков энергии опреде-
ленного направления. В действительных разрядах в результате выхода излу-
чения и других процессов переноса односторонний поток энергии, проходя-
щий через плазму, нарушает строгость термодинамического равновесия. Одна-
ко во многих практически важных случаях процессы обмена в плазме так
велики, что потоки слабо нарушают равновесие между соответствующими
прямыми и обратными процессами, и поэтому можно пользоваться формула-
ми, полученными для условий равновесия. При этом каждому физически
малому объему плазмы приписывается своя, локальная температура, единая
для всех компонентов плазмы. Критерием применимости допущения о ло-
кальном равновесии какого-либо процесса в плазме может служить условие,
чтобы разность между числом прямых н обратных процессов в каждом фи-
зически малом объеме была намного меньше числа этих прямых илн обрат-
ных процессов в том же объеме за то же время:
Число прямых процессов — число обратных процессов
Число прямых процессов
Это же условие можно выразить несколько иначе:
(^|gradX|/X)<l,
(4.1)
где X — величина, изменение которой определяет скорость переноса нарушаю-
щего равновесие; — средняя длина свободного пробега частиц, определяю-
щая данный процесс переноса.
Следует различать установление равновесии в пространстве и во времени,
внутри отдельных компонентов плазмы и между компонентами. Скорости
установления равновесия будут рассмотрены в гл. 5. Здесь же остановимся
на стационарных процессах.
Рассмотрим основные процессы обмена энергией в плазме разряда и их
влияние на установление равновесия.
Первоначально энергия внешнего электрического поля превращается
в энергию движения электронов. При достаточно высоких давлениях и плот-
ностях тока энергия направленного движения, получаемая электронами
в электрическом поле, благодаря многочисленным соударениям с атомами и
сильным электрическим взаимодействиям в плазме весьма быстро превращает-
ся в энергию их хаотического движения с определенной температурой Те.
Процессы обмена энергией между электронами в плазме высокого давления
настолько значительны, что при обычных условиях разряда поток энергии от
электронов к атомам, а также дрейф электронов в направлении к катоду
слабо нарушают установление термического равновесия внутри электронно-
го газа.
Точно так же газ нейтральных атомов благодаря весьма большому числу
соударений находится в состоянии статистического равновесия с температу-
рой Гг. Оценки показывают, что поток энергии из плазмы во вне за счет теп-
лопроводности также практически не нарушает его.
Поэтому с точки зрения установления термического равновесия в плазме
разряда наиболее важны процессы, которые сопровождаются обменом энер-
гией между отдельными компонентами плазмы, а именно между электронами
и атомами, а также атомами и фотонами. В связи с этим кроме Те и Тт
различают еще температуру возбуждения Тв и температуру ионизации Т,-.
Прн равновесии все эти температуры в каждой точке плазмы должны
быть равны между собой. Обычно наиболее трудно устанавливается равнове-
сие между Те и Тт.
Установление равновесия между Те и Тг. При относительно невысоких
Те основную роль в нагреве газа и выравнивании температуры электронов и
газа играют упругие соударения. По мере повышения плотности газа и плот-
ности тока растет число упругих соударений между электронами и атомами
и вместе с тем возрастает передача энергии от электронов к нейтральному
газу. Температура газа возрастает, приближаясь к температуре электронов,
а температура электронов падает (рис. 4.2).
Разность между Те н Гг можно оценить, исходя из следующих соображе-
нии. В стационарном состоянии устанавливается такая разность температур
(Те Л), при которой часть мощности из получаемой электронами в электри-
ческом поле, идущая на нагрев газа aQTJE, равна мощности, передаваемой
электронами атомам газа при упругих соударениях. Для единичного объема
получим
сстТД~(Зй/2) (Те—Тт) (2me/mr)ze*,
(4.2)
где (3k/2)(Te-—Тг)(2те/тт)—энергия, передаваемая газу в среднем при
каждом упругом соударении; — число упругих соударений, испытываемых
всеми электронами в единичном объеме в единицу времени; оСт — доля мощ-
Рис. 4.2. Зависимость различных температур от давления и радиуса трубки:
о —дуга в парах ртути; /, 2t 3 — 7Hg(0); 1— J=10 Д/см2; 2—1 А/см2; 3 — 0,1 А/см2;
б — дуга в аргоне при атмосферном давлении с примесью водорода: ф — Те; О — Tw;
+ -Ti>
ности, идущая на нагрев газа. Поскольку мощность, уносимая излучением,
нагрева газа не вызывает, ее не надо учитывать.
Выразим J и 2С* через электро- и газокинетические характеристики
плазмы:
Ze* = пе/т>е* = пеие/Хе*;
Je = епеЪеЕ;
Ье=а 0,82еЛе*/ теие;
fe = V?>kTe^me-
(4-3)
Подставив эти выражения в (4.2), найдем относительную разность тем-
ператур. Близость к равновесию определится из условия, прн котором она
мвого меньше единицы:
(1— Тт/Те) =^0,82дст
/ Зл \ тГ <еке*Е)2
\ 32 ) те (Зй7е/2)2’
(4.4)
где (е%е*£) •— средняя энергия, получаемая электроном от поля на длине
свободного пробега; (3/2)kT^— средняя энергия теплового движения элек-
тронов.
Из (4.4) следует, что вследствие слабой передачи энергии от электронов
к атомам газа при упругих соударениях (2/ие//иг<С 1) для выравнивания Те
и Тг необходимо, чтобы соотношение {еХе*£/(ЗйТе/2)]2 было много меньше
единицы. Прн заданном роде газа (mr) этого можно достичь путем повыше-
ния давления (уменьшение Ле*). Значения Е, и Те зависят от условий
разряда. Так, например, для ртутной дуги прн давлении 10s Па в трубке
диаметром 20 мм и токе 3 А по данным экспериментов £^8,7-102 В/м,
=^6,5-10“7 м, ТеЯгб-Ю3 К, сСт=&0,4. Подставляя эти значения в (4.4), находим
(1— Тг/Те) 0,82.0,4.0,29-3,7.10?
1,6.10-19-6,5.10~7.8,7.102 \2
3-1,38. IO-23-6-IO3,2 ^0,019
Отсюда разность (Те—ТД^НО К, т. е. при этих условиях имеет место со
стояние, близкое к равновесию. Если при этом учесть, что помимо упругих
соударений в разрядах имеют место и другие процессы обмена энергией
между электронами и нормальными атомами, приводящие к выравниванию
их температур, то станет ясным, что эта разность фактически будет меньше.
В инертных газах вследствие малой величины эффективного сечения для
упругих соударений равновесие Те и Тг наступает при больших токах и
давлениях. Так, например, плазма дуги в чистом аргоне при давлении около
105 Па приближается к равновесию лишь при токе более 10 А (см рис. 4.2,6).
Введение паров металлов способствует установлению равновесия [0.2].
Установление равновесия между ударами I и II рода электронов с ато-
мами. Образование возбужденных атомов в разряде происходит в основном
в результате ударов I рода с электронами и поглощения излучения, а их раз-
рушение— в результате обратных процессов (см. гл. 3). Установление равно-
весия между этими процессами нарушается выходом излучения из разряда и
диффузней метастабильиых атомов к стенкам. По мере повышения давления и
тока разряд приближается к состоянию равновесия между ударами I и
II рода и оптическими процессами, прн этом надо подчеркнуть, что прибли-
жение к равновесию происходит не одновременно для ударов I и II рода
и оптических процессов, не одновременно для разных переходов и не сразу
для всего объема (см. гл. 3).
Оценки показывают, что для ударов I и II рода столб разряда прибли-
жается к состоянию равновесия, начиная с концентраций электронов
Ю14 см-3. В ртутных дугах, например, такие концентрации осуществимы при
концентрациях нормальных атомов порядка 1016 см~! и выше, т. е. начиная
с давлений около (1—2) - 10s Па. При давлениях 105 Па и выше на 104—106
ударов II рода приходится один акт излучения. Поэтому можно считать, что
в ртутных разрядах с давлением выше 10s Па излучение практически не вы-
зывает нарушения равновесия между электронами и возбужденными атомами
(за исключением периферических областей столба).
Аналогично обстоит дело с установлением равновесия для процессов
ионизации. В этом случае главную роль играет процесс рекомбинации в объ-
еме при тройных соударениях — два электрона н один ион. Диффузия заря-
женных частиц может в какой-то мере нарушить равновесие только в погра-
ничных частях разряда, в частности, у электродов.
Ступенчатые процессы способствуют установлению равновесных концен-
траций для возбужденных атомов, особенно для долгоживущих метастабиль-
ных атомов (см. гл. 3).
Подчеркнем, что вопрос близости плазмы дуги к Л.ТР при
давлениях около 105 Па, особенно при токах меньше 5—10 А,
требует в каждом новом конкретном случае наполнения специ-
ального расчетного обоснования, а еще лучше — и эксперимен-
тальной проверки, поскольку расчетные оценки обычно делают-
ся с большим числом допущений.
Более подробные сведения об установлении ЛТР см., напри-
мер, в [0.5].
4.2. КОНЦЕНТРАЦИЯ ВОЗБУЖДЕННЫХ АТОМОВ
И ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ
Назовем nTk концентрацию атомов данного элемента k в
элементарном объеме в данный момент времени, включая ато-
мы в нормальном и во всех возбужденных состояниях, а одно-
кратно ионизованные — nik, тогда
Птк — -]rflik = nak-\~nik, (4-5)
где Пак — концентрация нейтральных атомов элемента k, вклю-
чая все возбужденные.
Отношение концентрации электронов пе к концентрации ато-
мов, включая и ионизованные, называется степенью иони-
зации хе. Поскольку в плазме ne=n,, то
Хе = Пе!пг— tlilПг. (4.6)
Если степень ионизации х*, то концентрация нейтральных
атомов па= (1—х)пг. Парциальные давления электронов и
ионов
Pe—Pi = XnrkT, (4.7)
нейтральных атомов
Ра=(1—х)пг, (4.8)
суммарное давление частично ионизованного газа равно:
P = Pa-\-Pe-\-Pi= (\+x)tlTkT. (4.9)
Концентрация возбужденных атомов, находящихся в т-м
квантовом состоянии, с энергией eUm при ЛТР согласно форму-
ле Больцмана равна:
«m=«a(gm/Sa)exp(—еПт/^Т), (4.10)
где gm — статистический вес состояния m; k — константа Больц-
мана; Т — температура в рассматриваемом месте разряда.
Выражение, стоящее в знаменателе, называется суммой со-
стояний:
2а= 2 £/ехР(~ eU}/kT).
7=о
Подсчет Sa для изолированных атомов осложняется тем, что
при суммировании по всем возбужденным состояниям она рас-
ходится, поскольку число состояний бесконечно велико. Одна-
ко в реальном газовом разряде верхние возбужденные состоя-
ния фактически отсутствуют благодаря возмущающему дейст-
вию полей соседних ионов и атомов. Поэтому ограничиваются
В дальнейшем индекс е опускаем.
суммированием конечного числа членов [0.5], при этом 2а ма-
ло отличается от статистического веса атома в нормальном со-
стоянии g0, так что
nm^na(gm/g0)exp(—eUm/kT). (4.11)
Если дуговой газ представляет собой смесь нескольких га-
зов, то концентрация возбужденных атомов для каждого ком-
понента смеси определяется аналогичными формулами.
Влияние степени ионизации на концентрацию возбужденных
атомов. При расчете концентрации возбужденных атомов ионы
не учитываются, поскольку они имеют другие уровни возбуж-
дения. При высоких степенях ионизации (см. ниже) заметно
снижается концентрация неионизованных атомов па, а вместе
с ней и концентрация возбужденных атомов и их излучение.
Это обстоятельство необходимо иметь в виду при расчете
излучения малых примесей с низкими потенциалами ионизации
(см. ниже) и излучения разрядов с высокой степенью иониза-
ции. Чтобы учесть влияние степени ионизации х на концентра-
цию возбужденных атомов, в формуле (4.10) следует выразить
па через пг и х.
Степень ионизации и концентрация заряженных частиц. При
ЛТР степень ионизации определяется по формуле Саха-Эгер-
та [0.2, 0.3]. Процесс ионизации рассматривается как обрати-
мая реакция диссоциации, к которой приложимы законы термо-
динамики. Число актов ионизации равно числу актов рекомби-
нации:
wantne—Wina, (4.12)
откуда
nentlna— (WilWaj =К(Т), (4.13)
где Wi и wa — соответственно вероятности или скорости иониза-
ции и образования атома из иона и электрона.
Значение К(Т) определяется из условия минимума для свободной энер-
(ии рассматриваемой системы частиц [0.2]:
К(Т) = (2nmekT/h2) № exp (—eUt/kT). (4.14)
Выразив левую часть уравнения (4.13) через х и р, а правую из (4.14),
получим формулу Саха-Эгерта:
х2/(1—л:2)=[(22;;/2а)(2лтс)з/2(йТ)5/2/гЗр]ехр (—eUt/kT), ' (4.15)
где S, — сумма состояний для ионов; Sa — сумма состояний для нормальных
атомов. Обычно их можно заменить статистическими весами ионов и атомов
в нормальном состоянии (gi, go).
Для ртути основное состояние атомов сингулетное, в то время как основ-
ное для ионов — дублетное, т. е. для этого случая g;/go=2. Для щелочных
металлов g,/go=l/2. Для инертных газов по Унзольду gi/go=&-
Из (4.15) следует, что степень ионизации экспоненциально возрастает
с ростом температуры и уменьшением потенциала ионизации и падает с ро-
стом давления.
Для практических расчетов формулу (4.15) удобно предста-
вить в виде
11 600 и.
^р/(1 — д2)=3,33-10~2 (2gi/g0) т512 е (4.15а)
где р, Па; Т, К; Ц, В.
На рис. 4.3 представлена зависимость х от так называемой
приведенной температуры &=kTleUi для нескольких значе-
ний р, рассчитанная по формуле (4.15а) при 2gi/g0=2.
В большинстве стационарных дуг степень ионизации х зна-
чительно меньше единицы. Поэтому в знаменателе можно пре-
небречь х2 по сравнению с единицей и считать рл?рг. Тогда из
(4.15а)
х«0,18 (2gifg0) (—5800Ui/T), (4.156)
где р, Па.
Степени ионизации смеси газов (или паров). Пусть имеем
плазму, находящуюся в состоянии ЛТР с температурой Т(г) и
состоящую из смеси газов, для которых даны концентрации ком-
понент пгь, потенциалы ионизации Uik, статистические веса ос-
новного состояния атомов gok и ионов gik и константы иониза-
ционного равновесия компонент Kk- Требуется найти степени
ионизации отдельных компонент, например Л-й: x*=neft/«rfe=
=niklnTk, и суммарную степень ионизации:
•^сум —' S ^ek I S '
k I k
Составляя уравнения динамического равновесия (число
ионизаций равно числу рекомбинаций) для каждой компоненты
и решая их, находим:
х
°,8
0,Б
0,4
Рис. 4.3. Зависимость степени иони-
зации х от приведенной температуры 8-/-
^—kTleUi для различных значений р:
1 — p=l-10’ Па; 2 —1105; 3 —1-Ю6; 4 — р
Ы07 Па
степень ионизации k-й компоненты
У'Ь #сум
(1 —Хл) (1 4-Хсум)
PcyK = kTKk{T)-,
суммарная степень ионизации смеси
|/21па,л(П].
(4.16)
(4.17)
В большинстве практически важных случаев Хсум<^1, что
позволяет существенно упростить расчет.
Подставив значения K.k и численные значения констант, по-
лучим
•^сум 6, Wc“y'M75'4 [SprU2^0ft)exp(- п 600f7t.fe/7)y/2;
(4.17а)
11 600 U.k
xk =%= 0 18 l^ik \'/2 T5^ с т / Г VI
1 — Xfe е \ goh / / L V Sok /
11 600 uikl1^2
XpTfte T ] ’ (4.16a)
где рг, Па; Uik, В; T, K-
Иногда удобно ввести эффективный потенциал
ионизации смеси, т. е. такой потенциал, при котором не-
кий фиктивный газ при том же рсум и той же Т обеспечивал бы
ту же суммарную степень ионизации, что и смесь. Приравняв хЭф
из формулы Саха (4.156) для такого фиктивного газа и хСум из
(4.17а), найдем
„ , , , И 600[Л.
/ 11 6ООС7Эф\ Cl / 2gtk \ ----—— 1 (л 1 о\
ет₽(—— г (418)
В формуле '(4.18) принято, что (2§//£0)эф=1.
Из приведенных формул следует, что суммарная степень
ионизации смеси при одинаковых парциальных давлениях ком-
понентов определяется в основном компонентом с наименьшим
потенциалом ионизации. Степени ионизации отдельных компо-
нентов зависят в основном от их потенциалов ионизации и мо-
гут быть очень различны, причем компонент с наименьшим по-
тенциалом ионизации имеет наибольшую степень ионизации.
Снижение энергии ионизации. При высоких концентрациях
заряженных частиц в плазме верхние энергетические уровни
атомов вследствие взаимодействия с окружающими зарядами
как бы перестают существовать и валентные электроны атомов
в этих состояниях могут рассматриваться как свободные. Вы-
званное этим снижение потенциала ионизации по сравнению с
изолированным атомом можно приближенно рассчитать по сле-
дующей формуле [0.2]:
\Wi=e\Uim7A^ne, (4.19).
где пе, см-3; e&Ut, эВ.
Оценки показывают, что в разрядах высокой интенсивности
AW7, может достигать нескольких десятых электрон-вольт. Так,
например, при пе=1016 см-3 0,15 эВ.
4.3. ЭЛЕКТРОПРОВОДНОСТЬ И ТЕПЛОПРОВОДНОСТЬ В СТОЛБЕ
ТЕРМИЧЕСКИХ ДУГ
Электропроводность. В общем случае плотность тока J—
Значения /е и Ji определяются перемещением зарядов
под действием электрического поля и диффузии, вызванной гра-
диентом концентрации:
Jе=enebeE-j-eDegra<i пе;
Ji=enibiE—eDigrad nt,
где be и bi — подвижности электронов и ионов; De и Dt — коэф-
фициенты диффузии электронов и ионов.
Для столба можно пренебречь ионной составляющей тока,
поскольку Ji<^iJe, и перемещением зарядов за счет градиента
концентрации (gradn=0). Поэтому
/ f^Je—enebeE=GeE. (4.20)
Произведение впеЬе=ое представляет собой удельную элект-
ропроводность плазмы — одну из ее наиболее важных электри-
ческих характеристик. В дальнейшем индекс у о иногда будем
опускать.
Подвижность электронов в реальной плазме и ее электро-
проводность определяются распределением электронов по ско-
ростям и их рассеянием на нейтральных атомах, ионах и элект-
ронах [0.2].
Учет электрон-электронных взаимодействий осложняет реше-
ние задачи. В этом случае Ь% и ое можно получить из кинетиче-
ского уравнения с различной степенью приближения. Нулевое
приближение ое° и Ьей соответствует простой формуле Ланжеве-
на, не учитывающей электрон-электронных взаимодействий:
oe°=ene(e/mewemQe*), (4.21)
где Vem — наиболее вероятная скорость электронов; Qe* — пол-
ное эффективное сечение рассеяния электронов на атомах всех
сортов и на ионах:
Qe* = па Qea j 4“ Qei-
(4.22)
В расчетах qe* используются эффективные сечения для пе-
редачи импульса, проинтегрированные по скоростям в простран-
стве скоростей и усредненные по скоростям с учетом конкрет-
ной зависимости qez от скорости для каждого сорта атомов (см.
§ 2.4). Если принять для симметричной части функции распре-
деления электронов функцию Максвелла fea=feM, то qea долж-
ны рассчитываться по формуле [0.2]
СО
qea = -7= f qea (0 с* exp (— с2) de, (4.23)
О л .1
о
где а — сорт атомов; с=ие/еет; vem=l'2kT/me.
Усредненные значения qe>* при рассеянии на однократно
ионизованных ионах (Z=l) можно рассчитывать по формуле
[0-3]
qei — 6л (е2/12ле0£7’)2 In А,
где In А — так называемый кулоновский логарифм. Его аргу-
мент А представляет собой отношение средней кинетической
энергии электронов к энергии взаимодействия зарядов на рас-
стоянии дебаевского радиуса экранирования (см. [0.2, 0.3]);
е0=8,854-10~12 Ф/м.
Для однократно ионизованных ионов
А^1,24-104(7’е3/пе),/2,
а
q*- == 6,0- 1СГ6 Т~2 In [1,24- 104(7'e7we),/2], (4.24а)
где Те, К, пе, см-3; q*i, см2.
Рассмотренное выше так называемое лоренцево приближе-
ние дает значения ае, близкие к действительным только в двух
крайних случаях: в весьма слабо и полностью, однократно иони-
зованном газе. Во всей промежуточной области расхождение
расчетных значений с действительными может достигать 2 и бо-
лее раз. Поэтому в реальной плазме необходимо учитывать
также электрон-электронные взаимодействия. В этой связи важ-
но подчеркнуть, что взаимодействия электронов между собой
непосредственно не влияют на их подвижность и на электро-
проводность, поскольку полное изменение импульса электронно-
го газа при этом равно нулю. Но эти взаимодействия изменяют
распределение электронов по скоростям, а от него зависит ве-
личина импульса, передаваемого тяжелым частицам (атомам и
ионам) , и, таким образом, подвижность и электропроводность.
Было предложено несколько способов расчета электрон-
электронных соударений. Так, решение для n-го приближения
можно записать через простую формулу (4.21) путем умноже-
ния ее на поправочный коэффициент учитывающий элек-
трон-электронные соударения. Однако его вычисление требует
сложных трудоемких расчетов и не обеспечивает необходимой
точности, поскольку подвижность весьма чувствительна к фор-
ме кривой рассеяния. Поэтому для инженерных расчетов мож-
но рекомендовать находить этот поправочный коэффициент не-
посредственно из сравнения расчетов по простой формуле (4.21)
с экспериментом. Митчнер и Кругер рекомендуют пользоваться
формулой Фроста. Последняя хотя и не имеет обоснования, но
дает весьма хорошее совпадение во всем диапазоне степени
ионизации [0.3]. Фрост использовал известное лоренцевское
выражение для электропроводности [0.2], но со специально мо-
дифицированной частотой электронно-ионных столкновений, ко-
торая учитывает и электрон-электронные столкновения:
oe(F) = епе--------f —— du(
е е 3kTe J /ем vaF ‘
0
(4.25)
где VaF — частота соударений электронов по Фросту, равная:
21ПД. (4.
ve2 \ 2kTe / \4-metneJ
VaF
а
Напомним, что vek—nkVeqek(ve) (см. § 2.4).
Зависимость се от степени ионизации и температуры. В тер-
мической плазме концентрацию ионов ni можно выразить через
степень ионизации как функцию температуры, воспользовав-
шись формулой Саха (см. выше). Поскольку п&—пг(1—х) и
ni=ne—nTx, полное эффективное сечение рассеяния в (4.22)
можно записать так:
0е' = [«а <7*а + «I <7*<] = «г [(1 ~ X) -f- XQ*,]- (4-27)
Подставляя значение Qe* из (4.27) в (4.21), умноженное на
получаем
rnevem [(1-х)^а+х^г]’
Как видно из (4.28), влияние степени ионизации х, а следо-
вательно, и температуры плазмы на ие определяется зависимо-
стью полного эффективного сечения от х.
При малых степенях ионизации, когда рассеянием на ионах
и электронах можно пренебречь, т. е. при xqei (1-х) ?еа,
Ge ~ (Koe2ltneVem) X, (4.29)
т. е. в этом случае се растет пропорционально х. Подставив зна-
чение х из формулы Саха, найдем, что
ае (const р^2 T3f4 е / q*a] ъ е , (4.30)
Рис. 4.4. Зависимость удельной электропроводности ое от х при нескольких
значениях ?*г7^а(я) и от Т для Hg и Хе (б)
т. е. при x<7*eiC(l—x)q*ea электропроводность приблизительно
экспоненциально возрастает с ростом температуры.
При xq*ei^> (1—x)q*ea, как видно из (4.28), рост концентра-
ции электронов с ростом х компенсируется падением их подвиж-
ности за счет рассеяния на ионах и электронах и ое перестает
зависеть от степени ионизации. В этом предельном случае
°преД^^ав7(<7егтецеш). (4.31)
Поскольку qh^T~2 (4.24), a vem^=Tl/2 (4.23), то
Опред~Г3/2. (4.31а)
На рис. 4.4,а показан ход удельной электропроводности отх.
Чем больше q*eilq*e&, тем при меньших значениях х о перестает
зависеть от х. Вследствие того что q*ei обычно на 2—3 порядка
больше q*ea, условие слабой зависимости ое от х начинает вы-
полняться значительно раньше, чем х приблизится к единице.
При се, слабо зависящей от х, плазма приобретает свойства,
подобные металлическому проводнику с приблизительно посто-
янной электропроводностью или удельным сопротивлением.
Вольт-амперная характеристика разряда становится в этом слу-
чае возрастающей. Такие условия имеют место, например, в
мощных разрядах, где велика степень ионизации, и в дугах с
тяжелыми инертными газами Хе, Кг, Аг при высоких плотностях
тока (см. гл. 19) благодаря исключительно малому значению
q*ea (см. § 2.4).
На рис. 4.4,6 приведены значения ое для ртути и ксенона в
зависимости от температуры плазмы.
Сила тока. Приведенные соотношения позволяют найти зна-
чения се, если известны параметры разряда, его температура
и ее распределение. Зная электропроводность, легко найти
плотность и силу тока:
i (0 = J J (0 dS = Е J aedS. (4.32)
з
В случае цилиндрической симметрии и постоянного тока
j»Tp
/=J J (r)2nrdr. (4.32а)
о
Теплопроводность. Плотность теплового потока, вызванного
разностью температур при отсутствии потоков массы (конвек-
ции см. § 4.11),
FT=—и grad Т,
где %— коэффициент теплопроводности.
При температурах, не превышающих (4—5) • 103 К, к опре-
деляется кинетической энергией атомов (и их вращательной и
колебательной энергией в случае многоатомных молекул)’.
В газе, состоящем из частиц одного сорта атомов или молекул,
согласно кинетической теории
%—0,5nmK*VECV, (4.33)'
где су — удельная (на единицу массы) теплоемкость при посто-
янном объеме; для одноатомных газов cv=3k/2m; ®— попра-
вочный множитель Эйкена, учитывающий, что более быстрые
частицы переносят большую кинетическую энергию. Для одно-
атомных газов е=2,5, для двухатомных— 1,9.
Средняя длина свободного пробега V обратно пропорцио-
нальна nq*r, где q*r — эффективное сечение атомов (молекул)'
данного сорта для газокинетических соударений. Поэтому в пер-
вом приближении х не зависит от плотности (давления).
Длина свободного пробега слабо возрастает с ростом темпе-
ратуры. Это влияние учитывается поправкой Сёзерланда 1/(1;-(-^
Рис. 4.5. Коэффициент теплопровод-
ности ртутного пара высокого давле-
ния в зависимости от температуры
,+ С/Т). Коэффициент С зависит от рода атомов или молекул и
определяется экспериментально. Так, для ртути С=960 К, для
аргона 170, для криптона 190, для ксенона 250. При более стро-
гом расчете надо также принимать во внимание тенденцию ча-
стиц сохранять после столкновения компоненту скорости в пер-
воначальном направлении [4.2].
Подставляя в (4.33) входящие величины, получаем
( 3 -] /8А3 А
е 1т V
____т-^
я*(\+сгг)
(4.34)
Коэффициент теплопроводности смеси равен сумме теплопро-
водностей компонент:
исум
(4.35)
где а — сорт входящих в состав смеси частиц (атомов, молекул
и др.).
Расчет в этом случае осложняется вычислением К*а, посколь-
ку при этом надо учитывать эффективные сечения всех сортов
сталкивающихся с а частиц, включая и частицы а, и их относи-
тельные скорости. В общем виде
Z^l/Q^ 1 /Ynkq*k.
k
При температурах 5-103 К и более и соответственно значи-
тельных концентрациях электронов в % добавляется электрон-
ная теплопроводность хе. Ее можно рассчитывать аналогично
атомной, но со значениями величин, присущих электронному га-
зу. Для расчетов слабоионизованного газа удобна формула
Вальдмана:
Ие« (1/3)пДе*С>еЙ2( 14-Х), (4.36)
где х — степень ионизации.
На рис. 4.5 приведена в качестве примера зависимость теп-
лопроводности ртути от температуры. Отчетливо виден более
крутой рост при температурах свыше 5-103 К, связанный с
электронной теплопроводностью.
В случае более высоких степеней ионизации начинают играть
заметную роль электрон-электронные взаимодействия, замедля-
ющие рост
Более подробное изложение вопроса см. в [0.2, 4.2, 4.6].
4.4. ИЗЛУЧЕНИЕ ТЕРМИЧЕСКИХ ДУГ ПРИ ОТСУТСТВИИ ПОГЛОЩЕНИЯ
Излучение спектральных линий. В отличие от разрядов НД
столб термических дуг излучает спектр, гораздо более богатый
линиями, соответствующими переходам между нерезонансными
уровнями. В этом параграфе рассмотрим случаи излучения без
поглощения.
Излучение спектральных линий при отсутствии поглощения.
Излучатель, в котором устанавливается ЛТР за счет ударов I
и II рода электронов с атомами и отсутствует поглощение излу-
чения, называется больцмановским [0.7]. В таком излу-
чателе концентрация возбужденных атомов для всех компонен-
тов газовой смеси определяется формулой Больцмана. Объем-
ная мощность излучения спектральной линии при переходах из
состояния k в состояние / равна:
Skj=hvkjnhAkj. (4.37)
Подставляя пь из формулы Больцмана (4.11), находим
= hvkJAkj (gk/g0) noe~(eUk,kT}. (4.38)
В случае смеси пОизл— концентрация нормальных атомов
того компонента, которой излучает рассматриваемую линию.
Выразив п0 через давление и температуру пОкзл=ркзл!кТ,
найдем
Ski = hvk}AkS (gkfg0) р^Гг' , (4.39)
где ркзл— парциальное давление газа или пара атомов, излу-
чающих рассматриваемую спектральную линию.
Рассмотрим один из наиболее важных для практики случа-
ев— однородный по длине цилиндрический разряд с длиной,
значительно превосходящей его диаметр, имеющий осевую сим-
метрию. Все параметры такого разряда будут функциями толь-
ко радиуса. Индексом Б отметим, что соответствующая величи-
на относится к больцмановскому излучателю.
Рис. 4.6. Схема, поясняющая наблю-
даемую энергетическую яркость в на-
правлении, перпендикулярном оси
разряда, на расстоянии yi от оси
Энергетическая яркость спектральной линии при наблюде-
нии в направлении, перпендикулярном оси разряда на расстоя-
нии у\ от оси, как видно из рис. 4.6, равна:
Х2
£±л/-б (г/1) = -у- [ skj (г) dx. (4.40)
xi
Подставляя Sy из (4.39), получаем
W (z/0 = Akj P&L f (r) gW™) dx, (4 41)
4л go « J
Х1
Из (4.41) следует, что чем выше потенциал возбуждения ли-
нии, тем круче должен быть относительный спад ее яркости от
оси к краям разряда, обусловленный спадом температуры.
Удельная (т. е. единицы длины столба) сила излучения в
перпендикулярном оси разряда направлении
гтр
I 1*/б = С skj (г) Znrdr. (4.42)
4л J
о
Подставив Skj из (4.39), получим
/1А/Б = IT А” (ir) (“Т5-) fP Т~' W e~{eUk,m 2nrdr. (4.43)
б
Удельный поток излучения
рТР
Ф1А7Б = J Skj (г) 2wdr = 4п/1!г]Ъ, (4.44)
или, подставляя Shj из (4.3У),
Ф1*/Б = hvk]Akj
j-^u^2nrdr.
(4.45)
Для вычисления приведенных интегралов необходимо знать
кроме Vhj, Akj, gk, go, Uh и давления ркзл распределение темпе-
ратуры по радиусу.
Для упрощенных оценок весьма удобна П-образная модель
канала с радиусом 7?Эф и постоянной температурой Тэф в преде-
лах канала (т. е. от г=0 до г—ЦЭф) и настолько низкой темпе-
ратурой за его пределами, что там излучением можно прене-
бречь (см. рис. 4.9). В этом случае интегрирование не представ-
ляет труда, и получаем
^±*/в(У1) = У12 — (4.46)
/ 1*/Б = (я*;/4л) л/?эФ; (4.47)
Ф1Л/Б = Skj лЯэф = const*, ризл e~(eUh/kT^ тг^2ф. (4.48)
Выбор значений /?эф и Тэф должен производиться, исходя из
условия, чтобы поток, рассчитанный по (4.45), равнялся пото-
ку, рассчитанному по (4.48). Аналогично и для других величин.
Поскольку излучение и плотность тока являются очень резки-
ми функциями температуры, удобнее принимать ТЭф~Т(0).
В качестве следующего приближения можно принять, что
распределение температуры по радиусу канала изменяется по
закону
Т [г) — Т (0)/(!-}-рг2), (4.49)
где р— коэффициент пропорциональности. В этом случае интег-
рирование тоже выполняется очень легко [4.3, 15.3].
Из приведенных формул видно, что при отсутствии погло-
щения поток излучения спектральной линии пропорционален
парциальному давлению атомов вещества, излучающих данную
линию, и излучающему объему и весьма резко возрастает с ро-
стом Тис уменьшением Uh, поскольку они входят в экспонен-
ту. В этих условиях наибольшую величину потока должны бы-
ли бы иметь резонансные линии, так как у них самые низкие
потенциалы возбуждения. Однако большинство интенсивных ли-
ний весьма сильно поглощается в разряде так, что фактическая
мощность излучения, выходящего из разряда, оказывается в
десятки, а иногда и в сотни раз меньше, чем дает расчет по
формуле (4.45). Только для сравнительно слабых линий, соот-
ветствующих переходам между высокими уровнями возбужде-
Нис. 4.7. Схема, поясняющая возникновение
непрерывных спектров по Унзольду:
/ — свободно-свободные переходы; 2 — свободно-свя-
занные
ния, можно пренебречь поглощением
и пользоваться выведенными выше
формулами. Поэтому на практике фор-
мулы (4.41) — (4.45) обычно использу-
ют для решения обратной задачи — по
экспериментально измеренным зна-
чениям Liij и Ikj для линий без по-
глощения находят температуру раз-
ряда и ее распределение (см. § 4.6).
Непрерывное излучение разрядов
___________________0 высокой интенсивности может возни-
кать в результате взаимодействия сво-
бодных электронов с положительными ионами, взаимодействия
свободных электронов с нейтральными атомами и образования
квазимолекул. Очевидно, что интенсивность непрерывного спек-
тра, возникающего в элементарном объеме, в первом случае
должна быть пропорциональна пеп{, во втором — пепг и в треть-
ем — Пг2.
Теория непрерывных спектров, данная А. Унзольдом, приписывает воз-
никновение непрерывных спектров взаимодействию электронов с положитель-
ными ионами. Механизм образования спектров таков: свободный электрон,
обладающий некоторой кинетической энергией, в результате взаимодействия
с положительным ионом может совершить переход в одно из состояний
с меньшей энергией и излучить при этом квант энергии hv, равный разности
энергий начального и конечного состояний. При этом в конечном состоянии
электрон может либо остаться свободным — «свободно-свободные» переходы
(тормозное излучение), либо перейти в связанное состояние на один из ста-
ционарных уровней энергии в атоме — «свободно-связанные» переходы (ре-
комбинационное излучение). В разряде статистический результат для большо-
го числа электронов, обладающих распределением энергий по Больцману —
Максвеллу, приводит к образованию непрерывного спектра (рис. 4.7). На ри-
сунке по оси ординат отложены энергетические уровни электрона в атоме.
Пунктирная линия изображает энергию ионизации. Выше этой линии рас-
положена область свободных электронов, могущих обладать любыми значе-
ниями энергии. Стрелками показаны для примера несколько возможных ти-
пов переходов, сопровождающихся излучением.
А. Унзольд получил следующую формулу для объемной мощности спек-
тральной плотности излучения непрерывного спектра:
32л2 еу2
= (2лще)3/2 (4’50)
где у — коэффициент, больший единицы и учитывающий роль электронной
оболочки иона.
Поскольку в плазме обычно nc=nt, можно считать, что bv~ne2.
Оценки показывают, что поглощение непрерывного излучения очень не-
велико и в большинстве разрядов не превосходит нескольких процентов. Это
дает возможность использовать измерения спектральной плотности непрерыв-
ного фона и его распределения по сечению разряда для определения темпера-
туры разряда и ее распределения по сечению [0.9, 4.3, 0.5].
Многочисленные сравнения показывают, что имеются значительные рас-
хождения между теорией и экспериментом. В частности, на опыте наблюдает-
ся некоторая зависимость от частоты, теоретически рассчитанные значения
систематически оказываются в 3—10 раз меньше экспериментальных. Эти
факты свидетельствуют о неполноте теории Унзольда. Л. М. Биберман и
Г. Э. Норман на основе квантовомеханических расчетов получили выражение,
более строго учитывающее экранирующее действие электронных оболочек
ионов на торможение электронов. Оно зависит от частоты и температуры, и
им следует заменить коэффициент у2 в формуле Унзольда. Кроме того, тео-
рия не учитывает взаимодействия электронов с внешней оболочкой нейтраль-
ных атомов. Соответствующие оценки для ртутного разряда ВД, выполнен-
ные Л. М. Биберманом и В. Э. Романовым, показали, что при учете этого
процесса получается хорошее совпадение теории с экспериментом. Таким
образом, оказалось, что этот эффект играет заметную роль и его необходимо
также учитывать. Более подробно, а также библиографию см. в [0.5].
Соотношение излучения линий и непрерывного фона зависит
от условий разряда и характера расположения уровней в атоме.
У атомов с глубоким расположением резонансного уровня воз-
буждения С/Рез~ (1/2) Vi, и поэтому сравнительно разреженной
последовательностью уровней (в основном элементы I, II и ча-
стично III групп таблицы Менделеева) преобладает линейча-
тый спектр. У атомов с высокорасположенным резонансным
уровнем йрез« (2/3) Vi, и поэтому плотным расположением ос-
тальных уровней вблизи границы ионизации (например, инерт-
ные газы, кроме Не, галогены), а также у атомов с высокой
мультиплетностью уровней (например, частично элементы
III группы, элементы IV группы и др.) преобладает излучение
непрерывного спектра. Библиография по этому вопросу приве-
дена в [0.5 и 0.9].
4.5. ИЗЛУЧЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ ПРИ НАЛИЧИИ ПОГЛОЩЕНИЯ
Выше было показано, что если не учитывать поглощения, то
наибольшую мощность излучения должны иметь резонансные
линии. В то же время они должны наиболее сильно поглощать-
ся, поскольку концентрация нормальных атомов, которые могут
их поглощать, как правило, на несколько порядков выше кон-
центрации возбужденных. Чем выше потенциалы возбуждения
верхнего и нижнего уровней, при переходе между которыми из-
лучается спектральная линия, тем меньше концентрации воз-
бужденных атомов на этих уровнях и, следовательно, меньше
как мощность излучения линии, так и вероятность ее поглоще-
ния. Окончательный результат зависит от конкретного значения
всех факторов, определяющих излучение и поглощение соответ-
ствующей спектральной линии. Так, например, у разрядов в па-
рах ртути, кадмия, цинка при высоком давлении относительный
выход резонансных линий очень мал по сравнению с выходом
нерезонансных. Наоборот, у разрядов высокого давления в па-
рах натрия и других щелочных металлов относительный выход
резонансных линий весьма велик и может достигать 30—40%.
Излучение спектральных линий при наличии поглощения
может быть рассчитано по методу, изложенному в § 2.6.
Расчет плотности потока излучения через элементарную пло-
щадку dS. При размещении площадки на поверхности разряд-
ной трубки (а вообще — излучающего объема) этот расчет поз-
воляет найти излучение, выходящее наружу. При размещении
площадки внутри объема он позволяет найти плотности пото-
ков излучения в любой точке объема — необходимые для реше-
ния уравнения баланса энергии столба (см. § 4.7, 4.9).
Воспользуемся для этих расчетов методом Максвелла —
Майера (см. § 2.5). Рассмотрим случай длинного однородного
столба разряда с цилиндрической симметрией. Расположим
площадку dS на расстоянии г от оси перпендикулярно наи-
большей плотности потока в данной точке. Из соображений
симметрии ясно, что площадка будет направлена перпендику-
лярно радиусу. Далее запишем плотность потока, дошедшего из
элементарного объема dV до точки г без поглощения (рис. 4.8).
Весь поток, прошедший через площадку dS, в точке г опреде-
ляем путем интегрирования по всему излучающему объему,
принимая за начало координат точку г расположения площад-
ки. Элементарный объем в данном случае удобно брать в сле-
дующем виде: dV—1'dMl'dz. В результате для плотности ре-
зультирующего чистого потока, равной разности плотностей по-
токов наружу и внутрь площадки, получим
+ оо it l'saf(r9&)
Риал (г) = ~~ 4 J j J 6V (г, &, /') cos SGj [х] dbdl'dv, (4.51)
oo 6=0 P=0
где 6V — спектральная плотность объемной мощности излучения
в точке с координатами z, &, I'.
При цилиндрической симметрии
к/2
Iх! = J cos ф ехр (— x/cos ф) i/ф; (4.52)
ф=0
Рис. 4.8. Схема, поясняющая расчет плотности потока излучения
Рис. 4.9. Схематическое изображение замены фактического распределения
температуры по сечению двухступенчатой моделью:
-------фактические Т(г) и s(r);----двухступенчатая модель распределения
7"(r); I— зона I; II— зона II
V
х = J kv (?)&'. (4.53)
£=о
Интегрирование по Г ведется вдоль прямой Г от Г—0 (точ-
ка г) до 1'—1 — пересечения прямой с разрядной трубкой.
Из рис. 4.8 видно, что
I = г cos & -|- Р^Гтр— (rsin&)2.
Для интегрирования по v и получения плотности чистого
суммарного потока излучения надо знать зависимости 6V и kv
от частоты в каждой точке сечения разряда.
В реальных разрядах высокой интенсивности температура,
концентрации возбужденных и нормальных атомов, а также за-
ряженных частиц зависят не только от условий разряда, но и от
координат, а в нестационарных режимах — еще и от времени.
Формы линий излучения и поглощения имеют сложный харак-
тер и тоже являются функциями не только условий разряда, но
и координат. В ряде случаев приходится учитывать степень
ионизации и нарушение равновесия. Количественный расчет из-
лучения с учетом всех этих обстоятельств весьма сложен. По-
этому во многих случаях в целях упрощения вводят различные
допущения. Обычно они сводятся к замене фактического рас-
пределения Т (г) по сечению некоторой более простой и удоб-
ной для интегрирования аппроксимацией (см. § 4.4, 4.10, 4.11),
а также к упрощениям формы линий испускания e(v) и погло-
щения k(v) и др.
Наиболее просто решается задача, если заменить фактиче-
ское распределение температуры по сечению двухступенчатой
моделью (рис. 4.9). Тогда в пределах канала разряда с радиу-
сом 7?Эф Ti=T3$ принимается постоянной (зона I), при этом
можно принять постоянными также e(v) и k(y). Во внешнем
кольце (зона II) температура Тп принимается настолько низ-
кой, что там нет заряженных частиц и возбужденных атомов.
Такая модель часто называется также П-образной, поскольку
распределение температуры в зоне I и на ее границе похоже
на букву П.
Поясним влияние поглощения спектральной линии на выход
излучения на примере с двухступенчатой моделью распределе-
ния температуры.
Нерезонансные линии. Поскольку при П-образной модели
они во внешнем слое (зоне II) не излучаются и не поглощают-
ся, при сделанных выше допущениях с ЛТР получим1 *
eUk
bv = ~Аь-^-п е~^е Г e~kvlX‘~X)dx - 4 П — е~Ч
4л kl gB 0 VJ 4л Av I1 e
(4.54)
где /=х2—Xi — длина оптического пути. При наблюдении в на-
правлении, перпендикулярном оси разряда (см. рис. 4.7),
/ = 2]А*Ф-^. (4.55)
Анализ выражения (4.54) показывает, что при слабом по-
глощении, т. е. при малых значениях (kvl), значение bv растет
1 В целях сокращения записи будем писать вместо Eki(v), kkjly) и bkj(v)
соответственно ev, kv и bv.
пропорционально I: разлагаем ехр(—kvl) в ряд и ограничива-
емся первыми двумя членами разложения. Контур выходящей
линии при этом совпадает с видом ev- При больших значениях
kvl экспонентой можно пренебречь по сравнению с единицей.
В этом случае bv уже не зависит от kvl и контур спектральной
линии, выходящей из разряда, имеет форму площадки, ширина
и форма краев которой определяются зависимостью выражения
[1—ехр(—ifev'Z)] от произведения kvl-
Черный излучатель. Положим, что имеется ЛТР и исходные
контуры линий излучения и поглощения в каждом физически
малом объеме подобны, т. е.
fev=Pev, (4.56)
где |3 — коэффициент пропорциональности. Его значение возь-
мем из формулы (2.62):
(gk/gi) (с2/8лт02)Д*А,-. (4-57)
Подставив в формулу (4.54) значение kv из (4.56), [3 из
(4.57) и tij из формулы Больцмана, получим
bv = 2 ехр[- е (Uk - U^/kT^] (1 - е~^у (4.58)
С*
Поскольку e(Uk—Uj)—hv, при ехр(—W)<S1 получаем
формулу Вина (не учитывалось вынужденное испускание)
besly, Тэф) =2 {hv3/с2)exp (—hv/kTэ$). (4.59)
Такой излучатель в пределах центральной части спектраль-
ной линии излучает как черное тело и поэтому называется «чер-
ным». На краях линий или при малых I, где kvl уменьшается
настолько, что уже нельзя пренебречь членом ехр(—kvl) по
сравнению с единицей, очевидно, bv становится меньше bes-
Энергетическая яркость нерезонансной линии kj. При сде-
ланных выше допущениях находим ее, интегрируя по частоте
выражение (4.54) или (4.58).
В первом случае, подставляя значение kv из (4.56), получаем
Sn с —k I Г —k I
= v)dv = (L±k]ElM\(i-e V)dv. (4.60)
1 V V
Во втором случае
Ljkj = besJ(1 — е dv. (4.61)
V
/•» _k I
Интеграл j (1—e v ) dv=Aa часто встречается в спектро-
скопии. Он носит название полного поглощения (см. § 2.6). Его
называют также эквивалентной шириной линии. Действительно,
для центральной части линии, где ехр(—AVZ)<C1, т. е. велико
поглощение,
Ас = J dv = (4.62)
vt
Значения этого интеграла рассчитаны для различных конту-
ров спектральных линий, что позволяет воспользоваться имею-
щимися формулами и таблицами.
Поясним ход решения на примере часто встречающегося в
разрядах БД и СВД дисперсионного контура линии. При боль-
ших значениях koi этот интеграл приближенно равен [2.4]:
Ag Avw (Ууд/2т) pT(Vj, (4.63)
где ko — показатель поглощения в центре линии дисперсионной
формы, равный (см. § 2.6):
= /(тУДт (4.64)
\ 71 / (Туд/2л) п \ go 8л>02 / /
ууд — коэффициент затухания (см. § 2.5); (ууд/2л)—полушири-
на дисперсионной линии. При уширении, например, в собствен-
ном газе (см. § 2.6)
(ууп/2л) Avyfl ^ 1,49-1021 (pyn 4JVMT),
где р, Па; ауд, см; AvyH, с-1.
Подставляя значение ko из (4.64) в (4.63), получаем
Ао ъ тДУуд/2л)/ bvkj. (4.65)
Таким образом, пренебрегая изменением частоты и bvs
в пределах спектральной линии, из (4.60) и (4.63) получаем
<«6>
Здесь в первом выражении справа и числитель, и знамена-
тель умножены на I, что позволяет сделать интересный вывод.
Энергетическая яркость спектральной линии при наличии, погло-
щения может быть выражена двояким путем: либо через яр-
кость такого же разряда без поглощения LkjB = (sfe/Z/4n) путем
умножения на коэффициент fkj— (Av^/p^Z), учитывающий ре-
абсорбцию, либо через спектральную плотность энергетической
яркости «черного тела» Ьев, умноженную на эффективную ши-
рину линии Avy. Возможность такого двоякого выражения из-
лучения линии при наличии поглощения объясняется тем, что
центральная часть линии излучает как черное тело, в то время
как крылья выходят из разряда просто с поглощением. Конеч-
но, оба способа выражения должны давать одно и то же значе-
ние энергетической яркости.
Для дисперсионного контура линии коэффициент, учитыва-
ющий реабсорбцию энергетической яркости, равен:
fki (0 = = V2(lyJ2^kJl. (4.67)
Выражая в (4.66) значения Skj, Avkj и соответственно из
(4.37) и (4.39), (4.65) и (4.57), после приведения находим за-
висимость L^kj^yr) от условий разряда и атомных констант:
(//i) — const/, nk Hyp, tij I
lxl2^\-e(Uk-Usl2)lkT^], (4.68)
где Пк — концентрация излучающих атомов на уровне k в ка-
нале разряда; п,— то же на поглощающем уровне /; иуд— кон-
центрация частиц, вызывающих ударное уширение данной ли-
нии; в Cl включена слабая зависимость от температуры. Зна-
чения const/, и Cl легко получить из приведенных выше формул.
Для энергетической яркости на оси 1=10=2КЭф.
Удельная сила излучения нерезонансной линии в направле-
нии, перпендикулярном оси разряда, при сделанных выше допу-
щениях равна:
/цу = (s*j/47Г)4 J fl*/ (У) V— У2 ^У- (4-69)
у=о
Подставив значение fkj, из (4.67) в (4.69) и выполнив интег-
рирование, получим1
Лш - /W- 1.081/ (4.70)
Г Pfe/Яэф V Pkj \ 4п /
где Avi/2= (Туд/Зл) .
Сравнивая формулы (4.70) и (4.67), видим, что при П-об-
разной модели канала и дисперсионной форме спектральных
линий коэффициент реабсорбции fkj для силы излучения
/*/~1,08 т. е. отличается от коэффициента реабсорбции
для осевой яркости только постоянным множителем 1,08. По-
скольку Ф=ссф/_1_ , то ясно, что и fkj для потока отличается от
fkj для яркости тоже только численным коэффициентом. Это
позволяет при анализе многих зависимостей оперировать с энер-
1 При интегрировании получается
п/2
J cos3/2
о
Таблица 4.1 [4.5]
Вид взаимодействия *ПОГЛ *уш XR
Без поглощения 0 0 2,0
Ударное взаимодействие 0,5 0,5 1,5
Линейный штарк-эффект 1,0 2,5 1,4
Резонансное 0,5 0,5 1,5
Квадратичный штарк-эффект 0,43 0,57 1,72
Ван-дер-ваальсово 0,33 0,67 1,67
гетической яркостью, что упрощает математические выкладки.
Раскрыв значения s*/, Avi/a и р*/ в (4.70), найдем
I±kj =s= const/л/ nk
Г W „1/2 пЗ/2 „ Г —е(^й ^//2) 1 ..
Cikj Риал Руд ^эф ехр kT^ | (4.70а)
Выражение для удельного потока излучения получается из
(4.70а) путем умножения на коэффициент а® (от л2 до 4л).
Аналогичные выражения получаются и для других видов
уширения. В общем виде для удельного потока нерезонансной
спектральной линии kj или удельной силы излучения при нали-
чии поглощения для П-образной модели можно записать
^к1 = Сфк/Пкп^п. IR3x,
(4-71)
где х — показатели степени при соответствующих величинах,
зависящие от вида уширяющего взаимодействия. Значения х
для разных типов уширения приведены в табл. 4.1, причем х,—
- ХПОгл-
Резонансные линии. Расчет излучения резонансных линий
при двухступенчатой модели распределения температуры и ЛТР
будет отличаться от расчета нерезонансных линий тем, что вы-
шедшее из канала разряда (зона /) излучение будет погло-
щаться нормальными атомами и во внешней более холодной
зоне II. Поэтому при наблюдении в направлении х, перпенди-
кулярном оси разряда, на расстоянии ух от оси разряда (см.
рис. 4.9) для &рез(л>, у\) получим
fcpesCv, yi) =&pe3i (v, yi) exp [—Лрезп (v) (х3—х2) ], (4.72)
где &рез! (v, yi)—спектральная плотность энергетической ярко-
сти для частоты v при наблюдении в направлении, перпендику-
лярном оси разряда, на расстоянии yt от оси, выходящей из ка-
нала; ехр[—&резп(у)(Хз—х2)]—выражение, учитывающее по-
глощение резонансного излучения при прохождении пути хз—л'г
(см. рис. 4.9); йрезп (т) — показатель поглощения излучения
с частотой v во внешней оболочке II.
Подставив в (4.72) bpe3i из (4.58), получим
и
е^рез
ц -*рез1 (V)(JCB—ж,) -fepe3n(V)Us-x«)
(4.73)
Значения йре31 (т) и &резц (т) определяются формой спект-
ральных линий, концентрациями поглощающих (в данном слу-
чае нормальных) атомов в I и II зонах. При ЛТР концентрации
нормальных атомов в I зоне nOi=p/kT3$, во II зоне «оп =
=plkTn. Так как во II зоне температура ниже, чем в I, то
Поп>^оь
Контур резонансной линии, выходящей из разряда, за счет
поглощения во внешней зоне будет самообращенным. Примеры
расчета подобных контуров на ЭВМ приведены в гл. 15 и 18.
Энергетическая яркость резонансной линии находится путем ин-
тегрирования выражения (4.73) по частоте
L 1рез (У1) = J ьрез (у, yr) dv. (4.74)
V
Сила излучения и поток находятся аналогично тому, как
было показано выше.
При достаточно больших плотностях газа во внешней зоне
могут начать сказываться ван-дер-ваальсовы силы взаимодей-
ствия (см. § 2.5), которые изменяют потенциальную энергию
двух атомов обратно пропорционально 6-й степени расстояния
между ними:
/гДт = И?2—№i=(C2—Ci)/r6, (4.75)
где г—расстояние между ядрами в момент излучения; Ci и
С2 — константы.
При больших плотностях газа этот эффект может значитель-
но превосходить другие виды уширения и приводить к по-
явлению в области резонансных линий, поглощаемых во внеш-
ней зоне широких полос поглощения, которые иногда простира-
ются на несколько сот нанометров (см. рис. 14.1), при этом, как
следует из (4.75), полосы несимметрично уширены в длинно-
волновую часть спектра от центра линии.
Пользуясь (4.75) и определяя вероятность нахождения ато-
мов друг от друга на расстоянии г, получаем зависимость шири-
ны полосы поглощения АЛ от давлений газа, его температуры Т
и толщины поглощающего слоя (расчет см. в [0.9]).
Выход излучения при наличии поглощения и постепенного
спада температуры. Расчет выхода излучения по П-образной
или двухступенчатой модели распределения температуры позво-
ляет оценивать силы излучения и потоки в зависимости от па-
раметров разряда и в этом отношении весьма полезен для ин-
женерных целей. Однако он не дает возможности получить
правильный вид контуров спектральных линий, не получается
наблюдаемое иногда самообращение. Для более точного описа-
ния контура выходящей линии необходимо при расчете учиты-
вать постепенный спад температуры разряда от оси к перифе-
рии. Расчеты выполняются на ЭВМ по изложенному в начале
параграфа методу для заданного распределения Т, e(v), k(y)
и у\ вдоль линий наблюдения с корректным учетом реальной
формы каждой спектральной линии (см. § 4.9).
Нарушение равновесия. Выход излучения из разряда, вооб-
ще говоря, нарушает статистическое равновесие и приводит к
отступлениям от больцмановского распределения. В том слу-
чае, когда главной причиной, определяющей установление рав-
новесия, являются процессы соударений электронов с атомами,
поток излучения, выходящий из плазмы, практически не влияет
на распределение концентрации излучающих атомов. Если же
преобладающую роль в установлении равновесия играют опти-
ческие процессы, то выход излучения из объема приводит к за-
метному снижению концентрации излучающих атомов у границ
излучающего объема по сравнению с равновесной (см., напри-
мер, [0.5]).
4.6. НЕКОТОРЫЕ ОПТИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ ОПРЕДЕЛЕНИЯ
ТЕМПЕРАТУРЫ ПЛАЗМЫ ТЕРМИЧЕСКИХ ДУГ
Существует большое количество методов определения температуры плаз-
мы термических дуг. Все они основаны на измерении величин, являющихся
известными функциями температуры, и позволяют, строго говоря, определять
температуру той или иной компоненты плазмы (Тг, Тв, Те, Tt). Наиболее
широко применяют различные оптические методы, поскольку они не вносят
искажений в разряд и многие из них обладают высокой точностью.
Определение температуры по излучению спектральных линий. С этой
целью рассматривают обычно излучение линий с высокими потенциалами воз-
буждения и поглощения или линий небольших примесей, специально вводи-
мых в разряд, реабсорбцией которых заведомо можно пренебречь и которые
не изменяют условий разряда. Отсутствие реабсорбции может быть проверено
экспериментально методами самопоглощения или поглощения (см. гл. 2 и 3 и,
например, [2.4]).
Распределение температуры по радиусу разряда в условиях равновесия
между ударами I и II рода может быть найдено из отношения объемных
плотностей излучения спектральных линий с различными верхними уровнями
возбуждения Uk и Um. Согласно (4.38) оно равно:
Sfe/C7)_ (^kjSk^kj) ___e(Uk Um) I ygj
sml (r) (^mlgm-Aml) . kT (r) J
Прологарифмировав это уравнение, найдем Т(г), если для обеих линий
известны v, A, g и з(г). Для определения gA имеются таблицы эксперимен-
тальных значений этих величин [4.4].
Значение s(r) обычно определяют из экспериментально наблюдаемого
распределения энергетической яркости спектральных линий в направлении,
перпендикулярном оси разряда, т. е. (f/i) по у, при этом луч, попадающий
в прибор, для каждого ух является интегралом объемных плотностей излу-
чения от разных г от уг до гтр [см. рис. 4.6 и формулу (4.40)]. Интегральное
уравнение (4.40), связывающее s(r) с i-j^(f/i), решается относительно s(r)
при помощи известного интеграла Абеля:
____________________________________________
2 Г I (^1) I (г-------------------------------
s (r) = V 4,1 .) ' d W, (4.77)
ь
где yi — абсцисса точки наблюдаемой кривой L^(yi). При этих пересчетах
удобно пользоваться, например, специально составленными для этой цели таб-
лицами Пирса [4.5]. При этих пересчетах возможны значительные ошибки
в определении s(r), связанные с нахождением производной от Б^(«/), осо-
бенно вблизи оси. Чтобы уменьшить ошибки в определении s(r), иногда це-
лесообразно экспериментальную зависимость Lj_(y) вблизи оси представить
в виде математической аппроксимации, удобной для дифференцирования.
Более подробно см., папример, в [4.5]. Значительное упрощение расчетов
предложено В. М. Пчелиным [15.1].
В. Эленбаас измерял в ртутном разряде отношение s(r)/s(0) для одной
и той же линии. Тогда, если известно UB и 7(0), можно найти Т(г). Этот
метод связан с теми же трудностями определения s по L, что и предыдущий.
Как следует из (4.38), In [s(0)/s(r)] для линий с различными UB и заданного г
должны ложиться на прямую с угловым коэффициентом (eUB/k)[T(0)—
—7(г)]/[Т(0)Т(г)]. Действительно, измерения В. Эленбааса для типового
ртутного разряда показали, что точки, соответствующие линиям 491,6 нм
(С7н=9,22 В), 577,9 нм (8,85 В), 643,8 нм (7,34 В) и 580, 480, 468 нм
(6,38 В), хорошо укладываются на прямые для разных г. Точки для линии
546,1 нм, имеющей сильную реабсорбцию, лежат ниже соответствующих пря-
мых. Это свидетельствует о том, что в ртутном разряде при давлении около
Ю® Па выполняется формула Больцмана с единой температурой Т(г).
Температура на оси может быть определена несколькими методами. Беря,
Например, из эксперимента отношение сил излучения двух линий Л(Х1) и
Л (Х,2) с разными потенциалами возбуждения и t/2, получаем
гтр eUt
f T-ie kT 2-r.rdr
7i fii) const 0 (4.78)
7X (X2) ГтР eU*
C r-ie kT 2m.dr
о
Здесь const имеет то же значение, что и в формуле (4.76). Для того чтобы
получить конкретный результат, пренебрежем слабой зависимостью от Т~'
по сравнению с экспонентой и зададимся определенной зависимостью Т от г,
например [0.7]
Т (г) = Т (0) ехр [—сг2], (4.79)
с — константа; 7(0)—температура на оси.
После подстановки 7 в (4.78) и интегрирования получим
К (М _
Л(^а)
и2
const----ехр
е Pi-P2)
kT (0)
(4.80)
Соотношение сил излучения двух линий зависит от отношения потенциа-
лов их возбуждения и температуры иа оси. Существенно, что в формулу не
входит значение константы с, т. е. найденное соотношение не зависит от ха-
рактера спада температуры [0.7]. Прологарифмировав (4.80), можем найти
7(0), если известны Л (Xi) /Ц (Х2) и значения gA для этих двух линий.
Другой метод определения Т(0) состоит в том, что экспериментально
измеряется сила излучения спектральной линии /у, для которой известны
значения вероятности испускания Аь, и статистические веса g. Тогда, зная
давление р и относительное распределение 7 по г, по формуле (4.43) находим
7(0). В. Эленбаас, измерив абсолютную мощность излучения группы трех
желтых линий ртути, нашел этим методом температуру на оси так называе-
мого типового ртутного разряда ВД (Д-разряда: <71=4,1 см, mi=12 мг/см
при ?!=35 Вт/см), равной 5900 К [4.1]. Желтые линии ртути были выбраны
им потому, что в этих условиях разряда их поглощение практически равно
нулю, а интенсивность весьма велика. Расчет исходит из предположения
о существовании ЛТР такого, что 7г=к7в.
Относительное распределение температуры в пределах шнура разряда
определялось им по спаду излучения группы желтых линий ртути (см. выше).
Диагностика плазмы по контурам спектральных линий. Эта группа ме-
тодов, использующих уширение, сдвиг и другие факторы, определяющие фор-
му линий, позволяет получать исключительно богатую информацию о свой-
ствах плазмы, в частности определять концентрации частиц, вызывающих те
или иные изменения формы линий. Их достоинством является то, что они не
требуют существования ЛТР. В то же время их использование связано со
многими трудностями. Более подробные сведения и библиография приведены,
например, в [4.5].
В последние годы получают распространение различные методы диагно
стики разрядной плазмы при помощи лазерного излучения. Краткие
сведения и библиография приведены, например, в обзоре М. Ягуштын-Бузе
4.15].
Более детальное рассмотрение методов диагностики разрядной плазмы
зыходит за рамки данной книги. Подробнее см. [4.2, 4.5, 4.15].
4.7. ТЕРМИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ СТОЛБА ИЗЛУЧАЮЩИХ ДУГ
Уравнение баланса мощности (энергии). Как упоминалось
выше, термическая теория столба дуг высокой интенсивности
исходит из представления о существовании в столбе дуги ЛТР-
1 Пл
Основным уравнением для определения температуры и ее рас-
пределения является уравнение баланса энергии (мощности)
дуги.
Б элементарной теории столба стационарной дуги принима-
ется, что выделяющаяся в объеме V электрическая мощность Р
отводится путем излучения Фсум и теплопроводности Рт. Для
большинства дуг это оказывается справедливым, и только в от-
дельных случаях появляется необходимость в учете других ви-
дов потерь (см. гл. 15, 18). Таким образом, для объема V ба-
ланс имеет вид
Р=ФСум+Рт. (4.81)
Выразим входящие в него члены через температуру и усло-
вия разряда.
Выделяющаяся в объеме dV столба электрическая мощность
равна:
dP=JEdV=aE4V. (4.82)
Назовем суммарную мощность, теряемую единичным объемом
dV в результате всех видов излучения, 0сум(г). Тогда в резуль-
тате излучения из объема dV отводится мощность
d(LJcvs,=ecvMdV. (4.83)
Величина 6сум(г) в общем случае представляет собой раз-
ность между суммарной мощностью, выделяющейся в единич-
ном объеме с координатой г sCyM(r), и суммарной мощностью
излучения, поглощаемого в том же объеме за счет реабсорбции
от всего излучающего объема:
О сум (г) = ^сум (г) —-^сум.погл (Г), (4.83а)
или, выражая 6сум через плотность потока чистого суммарного
излучения РИзл, получаем
б/'Фсум==|9сум<^ div ГИ3.,Д1/. (4.836)
Тепловые потери из объема dV за счет теплопроводности
равны:
dP?=—div (х grad T)dV, (4.84)
где х— коэффициент теплопроводности плазмы при температу-
ре Т, или, помня, что (х grad Т) есть плотность теплового по-
тока FT,
d£T=div F^dV. (4.84а)
Таким образом, уравнение баланса мощности для объема
dV с координатой г примет вид
<j£W=ecyMdl/— div(xgrad T)dV, (4.85)
или через плотности потоков излучения и тепла
<j£W=div(F^+FT)dl/. (4.85а)
Электропроводность плазмы о, суммарная мощность, теряе-
мая единичным объемом за счет всех видов излучения, 0сум и
коэффициент теплопроводности плазмы х являются функциями
температуры, состава плазмы и давления. Они носят название
материальных функций. Найдем их выражения в условиях тер-
мической дуги.
Электропроводность термических дуг в общем случае опре-
деляется (4.25). Во многих практически важных случаях влия-
нием ионов и электронов на о можно пренебречь (см. § 4.3) и
воспользоваться для о выражением (4.30). Тогда
сЕ2 constop-'/2 TS/i (E2/q*ea) e~{eUi/2kT)
const; p~T3/4 E2 e~{eUif2kT}. (4.86)
В общем случае следует рассчитывать по формуле (4.25).
Теплопроводность. В расчетах классической теплопроводно-
сти можно принимать
х~х0Ть, (4-87)
где х0— теплопроводность при некоторой заданной температуре
То; b — показатель степени; его значение для одноатомных га-
зов лежит в пределах от 0,5 до 0,8.
При высоких концентрациях электронов (температурах 5—
6-103 К и более) теплопроводность растет значительно быстрее
за счет дополнительной теплопроводности электронов (см.
рис. 4.5). В случае смеси газов необходимо брать х для соот-
ветствующей смеси (см. § 4.3).
Суммарное излучение. Плазма дуги излучает в общем слу-
чае спектр, состоящий из множества линий и непрерывного фо-
на. Для баланса энергии важна суммарная мощность, покидаю-
щая данный объем в результате излучения всех спектральных
линий и непрерывного фона,— 0сум- Чтобы получить эту величи-
ну, надо просуммировать мощности излучения всех отдельных
линий с учетом реабсорбции и непрерывного фона. Для спект-
ральных линий, например, объемная плотность чистого суммар-
ного излучения
®сум (0 = S[sfej(r) ^Мпогл (г)]. (4.88)
kj
Расчеты по этой формуле весьма сложны и, кроме того, тре-
буют знания вероятностей переходов для всех энергетически ве-
сомых линий. В. Эленбаас предложил еще в 1935 г. для ртут-
ных дуг ВД приближенный метод нахождения мощности чисто-
го суммарного излучения, который не потерял своего значения
до сих пор. Он предложил определять 0сум, исходя из следую-
щих соображений: резонансное излучение поглощается настоль-
ко сильно, что его можно не учитывать, а излучение нерезонанс-
ных линий выходит из разряда без поглощения. Тогда scyM бу-
дет равно сумме объемных мощностей излучения всех линий,
кроме резонансной.
Для длинного разряда с цилиндрической симметрией
eVk
^Сум ^Сум (О kT(r} , (4-89)
где г — текущий радиус; k, j — номера уровней возбуждения
ртути.
Выполнить это суммирование прежде не было возможности
из-за отсутствия данных о величинах А и сил осцилляторов для
многих линий. В. Эленбаас вычислил $Сум(|Г), введя некий ус-
редненный эффективный потенциал возбуждения £7Е и предпо-
ложив, что сумма экспонент в (4.89) может быть приближенно
заменена одной экспонентой (см. рис. 4.10):
е"в
ScyM(r)^cs(p/feT(O)e kT(r>. (4.90)
Значение UB можно оценить, рассматривая схему уровней
атома. Поскольку наибольшую силу излучения должны иметь
нерезонансные линии с самых нижних нерезонансных^уровней
возбуждения, очевидно, они должны иметь и наибольший вес
в сумме так, что UB должно быть близко по величине к их по-
тенциалам возбуждения. Для Hg, например, UB^8 В.
Численное значение константы cs и более точное значение
Св должны определяться экспериментально (см. § 4.10).
После выхода в свет «таблиц вероятностей переходов и сил
осцилляторов 70 элементов» Корлисса и Бозмана [4.4] появи-
лась возможность рассчитывать суммы в формуле (4.89) для
различных элементов и температур и находить значение UB.
Приравнивая (4.89) и (4.90) и беря логарифм, получаем
eUjkT = — In 2 + In cs + In (р/kT). (4.91)
Отсюда численное значение UB определится по наклону кри-
вой значения суммы, построенной в полулогарифмическом мас-
Таблица 4.2 [0.10]
Металл и., в ив- в UB/Ui
Ртуть 10,43 7,79 0,75
Таллий 6,11 3,74 0,61
Скандий 6,54 3,37 0,57
Торий -х.6 3,46 0,57
Уран 6 3,24 0,54
Рис. 4.10. Зависимость суммарного
излучения ртутного разряда ВД от
1/7 в полулогарифмическом масшта-
бе, рассчитанная по формуле (4.91)
без линий 185 и 254 нм [0.10]
штабе от 1/Т. Результаты та-
ких расчетов для Hg, Tl, Sc,
Th и U, приведенные в
[0.Ю], показали, что в рассмо-
тренных пределах изменения
температур действительно сум-
му экспонент с различными U
можно заменить одной эквива-
лентной экспонентой с_эффек-
гивным потенциалом UB (рис.
4.10). Б табл. 4.2 приведены
найденные ^гаким путем значе-
ния UВ И Uв!Uг ДЛЯ упомяну-
тых элементов.
Отметим, что такой расчет иъ для ртути дает величину, сов-
падающую со значением, найденным экспериментально.^
Естественно, эти расчеты должны давать значения £7В тем
ближе к эксперименту, чем точнее соблюдаются в разряде
предположения, положенные в основу расчета.
При пользовании представлением об эффективном потенциа-
ле возбуждения надо помнить, что это весьма плодотворное уп-
рощение было сделано в свое время в связи с невозможностью
более точного расчета излучения. В настоящее время такая воз-
можность имеется (см. § 4.9), но пока расчеты еще не доведе-
ны до вида, пригодного для инженерной практики, и поэтому
этот метод продолжает представлять интерес. Анализ выраже-
ний, учитывающих поглощение излучения [см. (4.70а), (4.71)],
показывает, что ив должно зависеть от условий разряда. Так,
при предположении о том, что резонансное излучение полно-
стью поглощается, по мере увеличения поглощения нерезонанс-
ных линий UB должно уменьшаться, стремясь в пределе к вели-
чине (Uk—U/I2), где Uk — эффективный потенциал уровней воз-
буждения нерезонансных линий, £7,-— то же уровней их погло-
щения (см. § 4.5).
Для получения уравнения баланса мощности подставим вы-
раженные через температуру значения сЕ2 из (4.86) и «Сум из
(4.90) в уравнение баланса (4.85), тогда получим дифференци-
альное уравнение, описывающее распределение температуры в
столбе стационарной термической дуги при сделанных выше до-
лущениях (черту над С7В далее в отдельных случаях опускаем):
eVB
constj р~1/2 E2Tz/i е ~иi/2iT = consts рТ ’е kT —div (х grad Т).
(4.92)
Для решения этого уравнения применительно к конкретным ус-
ловиям должны быть заданы краевые условия задачи, которые
включают в себя пространство, занимаемое дугой, температуру
на границах и значения входящих в уравнение констант и ве-
личин.
Причины, определяющие форму дуги. Форма светящегося
объема дуги и его очертаний, т. е. границы fbft области, где
ионизация и возбуждение определяются высокой температурой
газа, зависят от граничных условий задачи: расстояния между
электродами, размеров и формы колба, температуры на грани-
цах и других условий.
На рис. 4.11 приведены типичные дуги, формы которых оп-
ределяются различными видами стабилизации.
При горении дуги в достаточно узкой длинной трубке стен-
ки ограничивают расширение дуги в поперечном направлении
и придают ей цилиндрическую симметрию. Математически это
задается условием: при г==гТр Т’=Ттр. Такую дугу называют
дугой, стабилизированной стенками (рис. 4.11,а).
Однако есть дуги, форма которых не ограничена стенками.
К ним относятся, например, свободно горящие дуги, дуги, го-
рящие в достаточно широких колбах, и короткие дуги, длина
которых сравнима с их диаметром и значительно меньше раз-
меров колбы. Форма дуги в этих случаях определяется другими
причинами.
В свободно горящих дугах большой длины форма дуги опре-
деляется в основном конвекционными потоками. Передача теп-
ла в канале дуги к периферии происходит главным образом пу-
тем теплопроводности, а в краевых зонах с более низкой темпе-
ратурой главную роль начинают играть конвекционные потоки.
Эти потоки играют роль воображаемых стенок сосуда. Такие
дуги называются дугами, стабилизированными кон-
векцией, или иногда пламенными, поскольку из-за конвек-
ции светящаяся часть приобретает форму пламени (рис. 4.11,6).
К этой же категории относятся особые типы дуг, горящие в по-
токах газа или жидкости, например плазмотроны и др.
В коротких дугах с малым расстоянием между электродами
форма дуги определяется в основном явлениями на электродах,
которые играют роль теплоотводящих стенок. С теплоотводом
на электродах связано также явление стягивания разряда у
электродов в небольшие яркие пятна (см. гл. 9). Такие дуги
носят название дуг, стабилизированных электрода-
м и. Столб таких дуг имеет веретенообразную и конусообразную
формы (рис. 4.11,6).
В реальных условиях разряда часто имеют место смешанные
виды стабилизации (см. [0.9]). Составление граничных условий
для дуг нецилиндрической формы представляет известные труд-
ности. Однако в многих случаях дуги, у которых /3>йдУги, могут
с известным приближением рассматриваться как цилиндриче-
ские, за исключением приэлектродных областей.
Столб с цилиндрической симметрией наиболее прост мате-
матически и в то же время практически весьма важен. При ци-
линдрической симметрии и отсутствии тока в радиальном на-
правлении температура и все другие параметры дуги являются
функциями только радиуса г. В цилиндрической системе коор-
динат уравнение баланса примет вид
const; p-i/2 E^T3/i e~leUi/2kT>2wdr =
= const рТ~' е {e^kT)2Trdr----------(m —т— ) 2r.rdr. (4.93)
6к г dr \ dr / ' ’
Граничные условия для дуги стабилизированной стенками:
1) при г = О (ЯГ [dr) = 0;
2) при г = r.[p Т (г^) = Т.[р.
(4.94)
Приведем уравнение (4.93) к универсальному виду, для че-
го введем относительный радиус р=г/гтр. Тогда получим
г?рЕ2р~1 /2 const; T3li е {eUi/2kT) 2трф =
= г2 р const. 71-1 е (-iU^kT} 2трг/р-----------!----— (рх 2itpdp. (4.95)
тр ° л Ял \ Ял /
Граничные условия перейдут в следующие:
1) при р = 0 (dT/d[) = 0, |
2) при р = 1 Т = Ттр. )
(4.96)
Решение уравнения (4.95) дает распределение температуры по
радиусу, зная которое, можно найти концентрации заряженных
частиц и возбужденных атомов и рассчитать электрические, а
в ряде случаев и оптические характеристики разряда.
Методы решения уравнения баланса. Приведенное выше
приближенное уравнение баланса мощности не решается в квад-
ратурах даже в простейшем случае цилиндрической симметрии.
Поэтому для получения необходимых сведений приходится при-
бегать к различным приемам. Среди них общий анализ и метод
подобия, позволяющие получить некоторые соотношения без
интегрирования, приближенные методы решения, основанные на
Рис. 4.11. Формы столба дуги при различной стабилизации:
в — стабилизация стенками (ртутный разряд БД в длинной узкой трубке); б — стабилн-
зация конвекционными потоками (ртутный разряд, горящий в широкой трубке: 0 40 мм;
3-105 Па; 15 В/см; I — 6 А; расстояние между электродами 80 мм): 1— вертикальное по-
ложение горения; 2— горизонтальное; в — стабилизация электродами (ртутный разряд
в шаровой колбе; 2 кВт; 25-105 Па; длина дуги 25 мм); 1 — вертикальное положе-
ние; 2—горизонтальное (снято через красный фильтр)
различных упрощениях, и, наконец, численное интегрирование
уравнения. Интегрирование важно также и для того, чтобы про-
верить правильность исходных положений теории и оценить
роль различных процессов в дуге. Изложение одного из методов
численного интегрирования уравнения (4.95) и полученные ре-
зультаты приведены в [0.9]; там же даны ссылки на литерату-
ру. В настоящее время в связи с широким развитием ЭВМ ре-
шение такой задачи не представляет особых трудностей. Од-
нако в ряде случаев, когда необходимо быстро оценивать ха-
рактер изменения параметров при изменении условий разряда,
известную пользу могут сослужить приближенные методы реше-
ния и отчасти методы подобия.
Основной недостаток изложенной модели состоит в грубом
методе расчета суммарного излучения из-за пренебрежения ре-
абсорбцией или ее грубого учета. При расчете суммарных ха-
рактеристик или характеристик, для которых распределение
температуры несущественно, получаются более или менее пра-
вильные результаты потому, что фиктивный средний потенциал
возбуждения и соответствующие значения параметров в форму-
лах определяются непосредственно из опыта. Однако эти дан-
ные становятся малопригодными для далеких экстраполяций.
Строгий количественный учет роли реабсорбции пока все
еще остается сложным (см. § 4.а). Поэтому для инженерной
практики можно рекомендовать представление результатов тру-
доемких расчетных решений, однажды полученных на ЭВМ,
аппроксимационными формулами, удобными для расчетов на
микрокалькуляторе.
4.8. ОБЩИЙ АНАЛИЗ УРАВНЕНИЯ БАЛАНСА И ЗАКОНЫ
ПОДОБИЯ ТЕРМИЧЕСКИХ ДУГ
Общий анализ уравнения баланса позволяет сделать ряд
выводов без интегрирования. На оси вследствие симметрии
dTldp=0 господствует самая высокая температура. При этой
температуре, очевидно,
<тоЕ2=есум(О). (4.97)
По мере удаления от оси температура снижается. Матема-
тически это означает, что (d27/dp2)p=o<0. Но это возможно
только при условии, что с уменьшением осевой температуры на
ДГ
(<т0Е2-есум) >0. (4,98)
Отсюда непосредственно следует, что дуга может существо-
вать только при условии, что
(4.99)
Исследование уравнения баланса позволяет определить ха-
рактер спада температуры с ростом р. Если при снижении тем-
пературы ниже осевой оЕ2 остается повсюду больше 0сум, то
d2Tldp2 остается по всему сечению отрицательной и, следова-
тельно, скорость спада температуры с ростом р будет все время
возрастать до самой стенки (рис. 4.12, кривая 1). Такой вид ха-
рактерен для дуг стабилизированных стенкой [0.10, 4.7].
Если же при снижении Т 0сум уменьшается медленнее, чем
<т, то при некоторой температуре они сравняются и далее 0сум
станет больше <т, при этом d2T/rfp2 переменит знак (рис. 4.12,
кривая 2). Канал дуги сжимается, и дуга уже не стабилизиру-
ется стенками. Она может перемещаться внутри трубки, что
вызывает неспокойное горение и весьма нежелательно для ра-
боты ламп.
Для того чтобы выяснить, при каких условиях дуга стабили-
зируется стенками, запишем в явном виде от температуры не-
равенство (<тЕ2—0сум)>0, воспользовавшись уравнениями
(4.86) для оЕ2 и (4.90) для 0Сум=5сум- Введем для сокращения
Рис. 4.12. Схематический вид распре-
деления температуры дуги по радиу-
су в зависимости от соотношения
оЕ2 и 0Сум:
1 — аЕ1 при всех температурах больше
6сум; ДУга> стабилизированная стенками;
2 — прн уменьшении Т оЕ2 становится
меньше 6сум и d-TldfP меняет знак, дуга
не стабилизирована стенками
записи обозначения:
ez = eC7i/2^ = 58OOt/i;
2UJUt = л; (4.100)
— const,- z3/4;
Cs = const.?-1.
Тогда неравенство (4.98) запишется так:
е-*«/г [cjp-li2E2—cspe-ln-wi/Tl > 0. (4.101)
Для того чтобы оно выполнялось при всех Т ниже Т(0), необ-
ходимо, чтобы второй член в квадратных скобках уменьшался
при уменьшении Т. Это реализуется при (п—1)>0.
Подставляя значение п из (4.100), получаем условие, при ко-
тором дуга остается стабилизированной стенками трубки:
(4.102)
Это условие выполняется в ртутных дугах ВД, в то время
как в металлогалогенных лампах введение излучающих доба-
вок в зависимости от значения VBIUi приводит или к стягива-
нию или расширению дуги (см. гл. 15).
Законы подобия термических дуг (см. [4.1, 0.9]). Подобными будем на-
зывать такие термические разряды, процессы в которых описываются одина-
ковым уравнением баланса мощности, которые имеют геометрически подобные
конфигурации и у которых в соответственных геометрических точках темпе-
ратуры равны.
В случае цилиндрической симметрии все разряды описываются уравне-
нием вида (4.95), отличающимся только значениями коэффициентов.
Для того чтобы разряды были подобны, т. е. чтобы температуры в соот-
ветственных точках были равны, необходимо, чтобы коэффициенты при каж-
дом слагаемом, являющемся функцией температуры, были тождественно рав-
ны. Отсюда получаем два условия подобия:
r2pi const/! /?! 1/2Е2 = r2p2const/2 Р2 1/2 Е2 = const (Z) (4.103)
r2pi constgjPj = r2p2const62p2 = const (II). (4.104)
У подобных разрядов значения const, и constg не изменяются от
разряда к разряду. Поэтому их можно внести в общую постоянную, так что
г^Е2р~Ч2= constj и r2pp = constn. (4.105)
При разработке ламп трубчатой формы часто удобнее вместо давления
иметь дело с удельным количеством газа или пара (приходящимся на едини-
цу длины столба) mi. Связь между mi и р легко установить из уравнения
состояния идеальных газов: pdV=kTdnT.
Интегрируя его по сеченню цилиндрической лампы (см. гл. 7), получаем
h Р ~ «i/Yt/Jp, (4.106)
где уТр характеризует относительное распределение температуры по сечению
трубки. Его значение для подобных разрядов будет одинаково.
При замене р на mi законы подобия примут вид
^рЕ2/«;/2 = const; 1 (4 107)
= const. J
Рассмотрение интегралов уравнения баланса позволяет получить допол-
нительные условия, вытекающие из подобия. Удельная электрическая мощ-
ность дуги равна:
1
Л = (г37рЕ2/т\12) const; f T^r^i'^^pdp. (4.108)
о
Удельная мощность суммарного излучения
1 _
Ф1сум = тг constg J Т-’е ^eUB'kT^2itpdp, (4.109)
и удельные тепловые потери
1
р 1 d I dT \
Р1Т=- — — рх— 2тграр. (4.110)
J р dp \ dp )
о
Поскольку подобные разряды имеют одинаковые температуры в соответ-
ственных точках, то очевидно, что у подобных разрядов должны быть равны
не только коэффициенты при соответствующих интегралах, но и значения
самих интегралов. Следовательно, для подобных разрядов уравнение баланса
в проинтегрированном виде может быть записано так:
(4р£2/т;/2)Р = тИ + ^ (4.1Н)
где D, А и В равны значениям интегралов от соответствующих функций тем-
пературы, включая постоянные (см. уравнения (4.108)—(4.110)]. Деля на D
и перенося mi1/2 в правую часть, получаем еще одно условие, вытекающее
из подобия:
d^E2=n?ll2A’ + т\,2В'< (4.112)
Рис. 4.13. Зависимости РЕЧт^2 от mi для ртутной осесимметричной ртут-
ной дуги ВД (а) н Е2/р,/2 от р для ртутной осесимметричной дуги СВД (б)
Рис. 4.14. Зависимость d3/2 от Pi при различных значениях mi для ртутно-
го разряда ВД:
ф — d=8 мм; Х—12: 0 — 18; ---27; 0—39 мм
где Д' И В'— константы для каждой группы подобных разрядов, которые
можно определить опытным путем (или теоретически, если, например, чис-
ленно проинтегрировать исходное уравнение). Уравнение (4.112) очень удобно
Для практических расчетов.
Таким образом, можем сказать, что у подобных разрядов с цилиндриче-
ской симметрией должны быть соответственно равны удельные количества
пара или газа mt, значения d^pE2/mJ/2,удельные электрические мощно-
сти Р1г удельные мощности излучения Ф1Сум и удельные мощности тепловых
потерь Р1Т.
Выводы теории были проверены экспериментально на цилиндрических
ртутных дугах в области давлений от 0,045 до 4,2 ат, диаметров трубок от
8 до 39 мм и удельных мощностей от 20 до 80 Вт/см [4.1]. Для электриче-
ских характеристик было найдено хорошее согласие с теорией. Так, измере-
ния показали, что произведение d^p£a/m{^2 в согласии с теорией является
линейной функцией mi (рис. 4.13,а). Из хода прямой были найдены значения
констант: Д'=5,75-104 и В'=8,5-104 при mi, мг/см, dTP, мм, и Е, В/см. Далее,
в соответствии с теорией оказалось, что при mi=const произведения гРрЕ2
для различных диаметров хорошо укладывались на одну кривую (рис. 4.14).
С известными приближениями теория подобия может быть распростра-
нена также и на дуги СВД в шаровых колбах [0.9]. В этом случае удобнее
использовать вместо mj давление р, при этом обобщенное уравнение подобия
(4.111) принимает вид
Е^/р^рА'р+В'р. (4.113)
На рис. 4.13,6 представлена зависимость Ег/рЧ2 от р для шаровых
ртутных ламп СВД, построенная нами по экспериментальным данным ряда
авторов и собственных измерений. Как видно из рис. 4.13,6, в довольно
широком диапазоне изменения давления (от 0,8 до 3 МПа) и удельной мощ-
ности (200—550 Вт/см) точки хорошо ложатся на прямую, из хода которой
мы определили значения А.’р и В'р. Они оказались равными: Д'р=90, Вр^0
(р, 105 Па, Е, В/см). Обратим внимание на то, что значение В'р близко к 0.
Это свидетельствует о том, что отвод мощности из разрядного канала в этих
дугах осуществляется почти целиком за счет излучения.
4.9. СОВРЕМЕННЫЕ МЕТОДЫ ЧИСЛЕННОГО РЕШЕНИЯ
УРАВНЕНИЯ БАЛАНСА МОЩНОСТИ ИЗЛУЧАЮЩИХ ТЕРМИЧЕСКИХ ДУГ
Обычно рассматривается однородный в осевом направлении
столб дуги в цилиндрической трубке, у которого все параметры
являются функциями только радиуса. Далее, принимается, что
выделяющаяся в столбе электрическая мощность уносится за
счет излучения и теплопроводности и существует ЛТР. В этих
условиях уравнение баланса мощности для единичного объема и
закон Ома принимают вид
= di v Ризл--1- 4- (рх V (4.114)
р dp \ dp J
1
/ = 2тг2р£ J opdp.
р=о
Граничные условия: (d7’/dr)r=o=0 и 7’(гтр) =7’тр. К ним
добавляется уравнение работы лампы в электрической цепи.
Практически во всех случаях расчет начинается с задания
некоторого исходного профиля температуры. Далее рассчитыва-
ются материальные функции конкретной плазмы в зависимости
от температуры. Расчет <т и х в настоящее время не является
проблемой, за исключением правильного выбора соответствую-
щих эффективных сечений. По-прежнему основные трудности
связаны с расчетами излучения при наличии заметного поглоще-
ния. В этих условиях значения Ризл для отдельных спектральных
линий и суммарной плотности потока чистого излучения в дан-
ной точке разряда зависят не только от состояния излучения
вблизи данной точки, но и от состояния излучения во всем излу-
чающем объеме (см. § 2.6). При этом для нахождения F113JI надо
решать трехкратные интегралы по объему разряда (см. § 4.5) и
интегрировать по частотам с учетом резкой и разнообразной
зависимости 0V и kv в пределах каждой спектральной линии.
В настоящее время, несмотря на наличие мощных и быстродей-
ствующих ЭВМ, строгое решение этих задач требует непомерно
больших затрат машинного времени. Остается также серьезная
проблема, связанная с отсутствием надежных исходных данных
для расчета формы ряда спектральных линий, вследствие чего
абсолютные ошибки в расчетах могут быть очень значительны-
ми. Поэтому для согласования результатов расчета с данными
эксперимента приходится пользоваться методом корректировки
ряда констант.
Однако представим себе, что <т, х, Риэл (г) и divFH3JI(r) вычис-
лены. Далее возникает задача корректировки исходного профи-
ля температуры в целях нахождения истинного распределения.
Наиболее физически наглядным представляется так называемый
релаксационный метод. Он базируется на решении зави-
сящего от времени нестационарного уравнения баланса, которое
в рассматриваемом случае для единичного объема имеет вид
pcp{dT/dt) =<т2Е—div(FH3a+FTen). (4.115)
Принимается, что исходный произвольный профиль темпера-
туры соответствует начальному моменту времени. В уравнение
(4.114) для выбранных точек сетки на радиусе (разбивается на
равные интервалы) подставляют вычисленные значения оЕ2,
div Ризл и divF-ren. Значения (dT(ri) /dt)t=o указывают, в каком
направлении надо изменить Т(п), чтобы приблизиться к стацио-
нарному состоянию, при котором для любого г производные
/dt) =0. Задача решается методом итераций через ин-
тервалы времени At Для интервала А/ находят значения АТ (г,)
и соответственно измененный профиль температуры. С новым
профилем рассчитываются значения величин в правой части че-
рез интервал At находятся новые значения АТ (г/) и т. д. до тех
пор, пока в каждой точке радиуса АТ (г,) /АТ не обратятся
в нуль.
рактическое нахождение стационарного распределения тем-
пературы по радиусу этим методом встречает ряд трудностей
[4.8J. Это нестабильность решения, медленное схождение, но
главная сложность остается в нахождении значения РИЗл для
каждого нового профиля температуры. По данным Ловке число
итераций доходит до 50, и даже при упрощенном методе нахож-
дения Ризл(г) необходимое машинное время оказывается недо-
пустимо большим. Поэтому главные усилия исследователей на-
правлены на упрощение этой процедуры в целях сокращения
машинного времени.
Среди работ этого направления отметим теоретические и экс-
периментальные исследования Р. Зольвега, Д. Ловке, Р. Либер-
мана [4.7, 4.8, 4.14, 5.13], X. Штормберга и Шефера [4.9, 15.151,
Б. Джонса и Д. Моттрама [4.10, 18.15], Де Гроота [18.4],
С. П. Решенова [4.16] и др.
Упомянутые авторы использовали различные методы числен-
ного решения уравнений баланса мощности столба разрядов
совместно с законами Ома и уравнением цепи.
Поскольку характер излучения и поглощения в столбе в ре-
шающей степени определяется составом наполнения и другими
условиями разряда, каждый тип разряда рассматривается с уче-
том специфических для него конкретных особенностей и соответ-
ственно вводятся те или другие допущения и упрощения, кото-
рые затем проверяются экспериментально. Усилия исследовате-
лей направлены, главным образом, на поиски путей экономии
машинного времени и использование различных аппроксимаций
в целях упрощения расчетов Гизл.
Так, Р. Зольвег [4-14] на основе экспериментальных данных
о распределении температуры по сечению разряда (по излуче-
нию линии 577 нм) определил из уравнения баланса объемную
плотность чистого суммарного излучения ртутных разрядов ВД
в зависимости от температуры плазмы для трех давлений (око-
ло 3-105, 5,3-105 и 13,5-105 Па) и нескольких токов и сравнил
с теоретически рассчитанными значениями. (Последние рассчи-
тывались для упрощенной П-образной модели канала разряда
при нескольких значениях 7?эф)
Эти же полученные из эксперимента данные были использо-
ваны им в численных расчетах баланса мощности ртутных раз-
рядов ВД с учетом и без учета роли вертикальной конвекции.
X. Штормберг и Шефер [4.9] определили объемную плот-
ность чистого суммарного излучения ртутных разрядов ВД пу-
тем точного расчета излучения 18 наиболее интенсивных линий
ртути, при этом для более точного совпадения расчетных форм
линий с экспериментом некоторые константы корректировались.
В целях универсализации и упрощения расчеты проводились
с использованием модельного распределения температуры плаз-
мы по радиусу, предложенного Де Гроотом: 7’(р)=7’(0) —
-[Т(0)- Ттр]р₽, где р=г/гтр; Т(0) —температура на оси разря-
да; 0— параметр. С помощью этой формулы путем изменения
Т(0) и 0 удается очень хорошо аппроксимировать реальные
профили температур самых различных дуг ВД, стабилизирован-
ных стенками.
Результаты своих весьма трудоемких расчетов авторы пред-
ставили в виде аппроксимационных формул, в которых локаль-
ные значения объемной плотности чистого суммарного излуче-
ния однозначно выражены через Т (р), гтр, PHg, Т (0) и р. В статье
приведены необходимые для расчетов формулы и коэффициен-
ты и дано сравнение с экспериментом.
Б. Джонс и Д. Моттрам [4.10] в целях упрощения расчетов и
сокращения машинного времени при вычислении Ризл(Т(р))
предложили полуэмпирическую формулу. При наличии строго
рассчитанных значений FII3.n(р) для нормализованных ус-
ловий разряда эта формула позволяет вычислить четыре входя-
щие в нее константы и далее сравнительно просто находить
значения FH3JI для условий разряда с тем же составом наполне-
ния, но отличающихся от нормализованных по rfTP, р и Т. Воз-
можности этого метода были продемонстрированы на примере
расчета плазмы ртутно-натриевого разряда ВД (см. § 18.8 и
[18.15]).
С. П. Решенов [4-16] решал задачу численного расчета ба-
ланса мощности плазмы ртутного разряда ВД и закона Ома,
используя аппроксимационные формулы Штормберга и Шефе-
ра для суммарного излучения.
Сравнение результатов расчетов в перечисленных выше ра-
ботах с данными экспериментов показывает, что при использо-
вании корректирующих коэффициентов получается вполне удов-
летворительное согласие.
Рассматривая вопрос о точности решения уравнения баланса
следует учитывать, что ошибка в расчете одного из членов мо-
жет оказаться скомпенсированной противоположной ошибкой
в другом члене баланса. Поэтому крайне важно иметь дополни-
тельные и независимые методы расчета и проверки входящих
в уравнение величин.
В заключение отметим наиболее важные результаты этих
расчетов.
Вследствие цилиндрической симметрии Fизл на оси всегда
равна нулю, затем быстро возрастает, проходит через максимум
и начинает падать (рис. 4.15). Характер кривой определяется
соотношением прямого и обратного потоков с ростом г и зави-
сит от интенсивности и поглощения и их распределения по сече-
нию.
При известном распределении Р!13Л (г) находим div Гизл (г),
представляющую собой чистую объемную плотность излучения
(Bt/jcm3). В зависимости от состояния излучения и поглощения
Рис. 4.15. Типичное распре-
деление плотности потока
излучения (с учетом погло-
щения) Рязл и divFH3.4 по
радиусу трубки для натрие-
вого разряда ВД:
dj=0,74 см, pNa=7.9 кПа,
рНе«145 кПа, Г(0)=4500 К,
Гтр=1500 К: распределение
температуры принято параболи-
ческим; значения Ризл по [4.10];
при р>0.48 divF„3JI становится
отрицательной; (dFH3JI/dr) =
= (l/rTD) (dFH3a/dp), Вт/см3
в периферийных зонах разряда поглощение может превышать
излучение, и divFH3J1 становится здесь отрицательной. Такое по-
ложение наблюдается, например, для излучения резонансных
линий натрия в НЛВД (рис. 4.15).
На рис. 4.16 приведены результаты расчетов распределения
по сечению температуры плазмы ртутного разряда ВД, получен-
ные С. П. Решеновым [4.16].
С ростом удельной мощности (и тока) при постоянных зна-
чениях остальных параметров (mj и di) форма кривых спада
температуры уширяется, слабо растет Ттр, в то время как Т(0)
практически не изменяется (рис. 4.16,с). Вследствие этого уве-
Рис. 4.16. Радиальное распределение температуры плазмы в столбе ртутного
разряда ВД в зависимости от удельной мощности Рит (а) и от удельного ко-
личества ртути wij (б) при постоянстве остальных параметров (по расчетам
С. П. Решенова [4.16]):
о —</,=1,56 см; т^в мг/см; 1 - Р1ст=90 Вт/см (4,3 А); 2 — 60; 3 — 30; 4 — 20 (1,05 А);
экспериментальные данные [4.9]: 0 — 1 А; X —4,5 А; б — d,=l,56 см; Р,ст=40 Вт/см;
7 — mt=2 мг/см; 2—4; 3—8; 4—16; 5 —т,=32 мг/см
личивается градиент температуры в пристеночной области и рас-
тут тепловые потери.
С ростом mi (и png) при постоянстве остальных параметров
(Лет и d) заметно падает 7(0), в то время как Ттр и профиль
температуры практически не изменяются (рис. 4.16,6).
Изменения диаметра трубки в пределах от 1 до 3 см при по-
стоянстве остальных параметров (Pict и mJ практически не
сказываются на Т (р), кроме узкой пристеночной зоны.
На основе данных численного решения уравнения баланса
в [4.16] были получены практически все закономерности для
ртутных разрядов ВД, известные ранее из экспериментов и при-
ближенных методов расчета, выполненных в основном В. Элен-
баасом (см. § 4.8 и 4.10). Анализ результатов расчетов позволил
более глубоко понять и количественно оценить роль различных
факторов, в том числе зависимости р и PiT от PiCT при mi и d=
=consi и др. Эти вопросы частично затронуты в § 4.10 и гл. 14.
Некоторые результаты численных расчетов столба разрядов
ВД рассмотрены также в § 5.6, 15.5, 18.8.
4.10. МОДЕЛИ РАЗРЯДНОГО КАНАЛА
Зная распределение температуры по сечению разряда, мож-
но определить все электрические и оптические характеристики
дуги. Однако расчет распределения температуры путем числен-
ного интегрирования уравнения баланса весьма трудоемок; не
менее трудоемки и расчеты характеристик дуги по эксперимен-
тально или теоретически найденному профилю температуры.
Задача существенно упрощается, если задаться подходящим от-
носительным распределением температуры, которое позволяет
просто интегрировать уравнение баланса и в то же время отра-
жает фактический температурный профиль. Тогда с достаточной
для многих целей точностью можем в явном виде найти ряд
важных зависимостей для характеристик столба.
Для осесимметричных дуг в качестве аппроксимации наибо-
лее широко используется предложенный В. Эленбаасом темпе-
ратурный профиль П-образной формы; трапецеидальной или
параболической. Плодотворной оказалась предложенная
Г. И. Рабиновичем модель канала с пограничным слоем [4.П].
Подчеркнем, что модели разрядного канала не являются тео-
рией дуги в строгом смысле слова, поскольку мы, вместо того
чтобы найти из уравнений баланса Т(г), задаем ее относитель-
ное распределение. Однако они дают возможность сравнительно
просто получать ряд важных зависимостей для характеристик
•столба и поэтому весьма удобны при многих исследованиях и
практических расчетах.
П-образная модель. Согласно этой модели разрядный проме-
жуток представляется в виде канала с радиусом Дэф и постоян-
ной эффективной температурой ТЭф, окруженного настолько хо-
лодной оболочкой, что в ней отсутствуют заряженные частицы и
возбужденные атомы (см. рис. 4.9). Введение такой модели
оправдано тем, что J и 6СуМ очень резко зависят от температуры
и круто спадают к краям шнура. В случае П-образной модели
J и 6суМ остаются постоянными в пределах канала, благодаря
чему легко почленно проинтегрировать уравнение баланса (Pi —
—Ф1сум-|-Р1т) и получить значения удельной мощности Рь сум-
марного излучения с единицы длины столба Ф^ум и мощности
удельных тепловых потерь Р1т.
Для П-образной модели канала расчет суммарного излуче-
ния обычно проводится при помощи введения эффективного по-
тенциала возбуждения UB (см. § 4.5 и 4.7), а тепловые потери
в радиальном направлении за счет теплопроводности заменяют-
ся теплопередачей с боковой поверхности канала. При этих ус-
ловиях и работе на постоянном токе I получим
рэФ ,
Р1 = 1Е = ] оД227С^г = оэфД2^ф; (4.116)
О
2
Фхсум = J 6Сум ^rdr = 0CyM.^ тс/?эф; (4.117)
о
р
Р1Т = --A- fxr Zwdr = ХзфДТД^ф, (4.118)
о
где А7 — разность температур на боковой поверхности разряд-
ного канала, которую необходимо ввести, чтобы учесть теплоот-
вод (см. конец параграфа).
Уравнение баланса мощности для П-образной модели прини-
мает вид
оэфД2^ф = бсуи.эф^ф+ХзфДТ’г^эф. (4.119)
Обратим внимание, что использование П-образной модели,
облегчающее интегрирование, непременно связано с введением
двух дополнительных неизвестных: Дэф и А7.
Значения о, 0СуМ и х считаются известными функциями ло-
кальной температуры плазмы Т (г), давления р и состава напол-
нения. Чтобы конкретизировать дальнейшие расчеты, примем
для и выражение через Т, р и Ut, а для 0Сум — его выражение
через Т, р и UB по формуле (4.93). Тогда уравнение баланса
(4.95) запишется так:
const; p^EPTltf exp (— eUjZkT^) itR^ =
= constg ризл exp (— eUjkT^) тР2эф -|- хэф(4.120)
Считая известными значениями const, хЭф, Ut и ив, уравнение
(4.120) при П-образной модели связывает пять величин: р, Е,
ТэФ, КэФ и Д7.
Обычно в качестве независимых переменных задают удель-
ную мощность Pi или силу тока I и давление р. В достаточно
длинных трубчатых лампах вместо рСум можно задать mi и гт₽,
пользуясь зависимостью (Л1//?)утРРсум г?Р (см. § 7.4).
Таким образом, оставшиеся четыре неизвестные: Е, Т3ф, Р3ф
и А7— связаны двумя уравнениями: (4.116) и (4.119), и для их
однозначного определения необходимо либо составить еще два
дополнительных уравнения, либо задать два из них. Наиболь-
ший интерес представляет определение Т^ф и Е. Поэтому обычно
стараются задать условия для определения /?Эф и АД С этой
целью используют данные эксперимента или некоторые общие
принципы, например принцип минимума Штеенбека. (Напом-
ним, что принцип минимума Штеенбека гласит: при заданной
силе тока разряда I столб принимает форму, соответствующую
минимальной напряженности электрического поля Е (см., на-
пример, [0.4]). Интересна в этом отношении упомянутая выше
модель разрядного канала с пограничным слоем, позволяющая
составить два недостающих условия и, таким образом, замкнуть
систему уравнений (см. конец параграфа).
В качестве одного из дополнительных условий часто прини-
мают независимость удельных тепловых потерь Р1т и, следова-
тельно, Д7 от основных условий разряда р, Pi и гтр. Это предпо-
ложение довольно близко к истине, так как Р1Т изменяется
значительно медленнее, чем Pi и Фкум, поскольку Р1т пропор-
ционально градиенту температуры, в то время как Pi и Ф1Сум
являются экспоненциальными функциями температуры. Факти-
чески тепловые потери возрастают с ростом удельной мощности.
Эта зависимость рассмотрена в § 4.9 и в конце этого параграфа.
Для ртутных разрядов ВД в сравнительно узких цилиндри-
ческих трубках и при небольших токах В. Эленбаас принимает
^эф~ргтР, где р — коэффициент пропорциональности, меньший
единицы [4.1].
В качестве дополнительного условия можно воспользоваться
экспериментально, а теперь и теоретически установленными дан-
ными, что при малых мощностях сечение разрядного канала рас-
тет пропорционально мощности а при больших мощ-
ностях, когда канал заполняет большую часть трубки, его ради-
ус почти не зависит от мощности.
Покажем, как при помощи П-образной модели можно полу-
чить зависимости для термических дуг с. цилиндрической сим-
метрией.
Температура разряда. Допуская, что суммарное излучение
определяется выражением (4.117), из баланса мощности найдем
ln(Px-P1T) =1п(-^-)+1п(^ф) + 1прсуи-й^- (4.121)
Отсюда, пренебрегая слабой зависимостью 1п(77ф) по сравне-
нию с и заменяя натуральные логарифмы десятичными, по-
лучаем
0,434(e£/B/fe)
7 ____________________________________
Ф [lg C-[-lg + 1g Рсум~lg (.Pl — ^it)]
Для разрядов в цилиндрических трубках с парами
Р = Ттрт1/^тр'> полагая /?эф = ₽гтр, получаем
т O,434(ePB/fe)
эф lg Ci — lg [(Pi — Р1Т) /mJ '
Для ртутной дуги ВД с di=4,1 см, т1 = 12 мг/см при Pi =
= 35 Вт/см (P-разряд) В. Эленбаас нашел lgCi — 7,4. Подстав-
ляя в (4.123) t/B=7,8 В и lgct=7,4, получаем
у, ____________________________39 300_____
эФ=^ 7,4-lg [(Pi-Р1Т)/т1]
Из (4.122) и (4.123) следует: 1) при постоянных значениях
Rat>, р (или Ш\), ив и Рп температура канала слабо возрастает
с ростом удельной мощности (силы тока); 2) при постоянных
Pi, Рп и UB температура слабо падает с ростом тг или давле-
ния и диаметра трубки; 3) увеличение Рп сопровождается сла-
бым понижением температуры; 4) уменьшение UB, например, за
счет введения в разряд элементов с более низким эффективным
потенциалом возбуждения при постоянных значениях остальных
величин вызывает пропорциональное уменьшение температуры.
Эти выводы качественно подтверждаются на опыте.
Суммарная мощность и КПД излучения столба. Из баланса
мощности для канала разряда
Ф1сум==Д I—Р 1т.
Энергетический КПД суммарного излучения
1']суМ=:Ф1Сум/Д 1= 1 — (Р 1т/Л) .
(4.122)
металлов
(4.123)
(4.124)
(4.125)
(4.126)
Поскольку удельная мощность тепловых потерь Р\т изменя-
ется значительно медленнее удельной энергетической мощности
Pi, ее можно считать приблизительно постоянной при изменении
Р\ в довольно широком диапазоне (см. ниже). Поэтому суммар-
ная мощность излучения Ф1сум должна являться приблизитель-
но линейной функцией удельной электрической мощности, а т)Сум
должен возрастать с ростом Рь стремясь к определенному пре-
делу.
Проверка этого положения для ртутных цилиндрических дуг,
выполненная впервые В. Эленбаасом (см. [4.1, 0.9]), показала,
что в области Р\ от 20 до 80 Вт/см и pHg>105/di, где рнв, Па,
ch, см,
Ф1сум~0,72(Р1—10), Вт/см.
(4.127)
Суммарная мощность излучения измерялась при помощи от-
крытого термостолбика. Тепловое излучение нагретой кварцевой
трубки, в которой горела дуга, исключалось путем экстраполя-
ции показаний термостолбика после выключения разряда к мо-
менту выключения (см., например, § 7.4 и [4.12, 4.13]).
Появление коэффициента 0,72, меньшего единицы, свидетель-
ствует о том, что часть мощности, пропорциональная Pi, не учи-
тывается термостолбиком. Это часть излучения, возникающего
в разряде и поглощаемого в самом разряде, окружающей его
оболочке и частично в стенках кварцевой трубки (см. § 7.4 и
[4.13]).
При малых Pi, близких к Pit, наклон Ф1сУм мал, затем он
быстро возрастает и при Pi^2P1T становится почти постоянным.
Однако более внимательное рассмотрение наших эксперимен-
тальных данных и данных других авторов показало, что с рос-
том Pi наблюдается слабый рост наклона Ф1Сум, что свидетель-
ствует о медленном росте удельных тепловых потерь [0.9] (см.
конец этого параграфа и § 4.9).
Зависимость градиента потенциала от параметров разряда.
Выведем исходную зависимость для давления, а не для удель-
ного количества ртути, как это обычно делают, так как формула
для давления более универсальна и пригодна для всех разрядов
с цилиндрической симметрией (см. [0.9]). Из уравнений (4.120),
(4.116) найдем Е:
Е = р;'2/(7^8 const 72(^ф)1/2)| e+(eC7;/4*W. (4.128)
Исключим член е+(‘’£/‘/4И®Ф), содержащий температуру. Для
этого выразим его через Pi—Р1Т=Ф1суМ. Из (4.117) и (4.120)
для Фсум найдем
ехр
eUB
. ^Эф
= [соп^рТТф17С^Ф/(Р1 -P1T)]uiIWB.
Подставляя это выражение в (4.128), после преобразований по-
лучаем
Етыср
и.
I
4С/в
Р}/2(^эф)
(Pi Pit)
(СЛ/4ЦВ>
(4.129)
[ 1
(“Г +
Е — cmi
I 8 MJ I
где с — постоянная, содержащая член Тэ£ в/, изменением
которого пренебрежем.
Для получения конкретной зависимости градиента потенциа-
ла от основных параметров разряда, каковыми являются р, I
(или Pt) и Uв, необходимо найти значения /?Эф и Ри в зависи-
мости от основных параметров.
Если принять, следуя В. Эленбаасу, упомянутые выше до-
полнительные условия: /?Эф=ргтр и PiT=const (и, следователь-
но, A7’=const), то, введя в (4.129) вместо давления удельное
количество газа или пара и радиус трубки (см. § 7.4), полу-
чим
v_i
Из (4.130) следует, что при постоянной удельной мощности
(йтр2Е) для цилиндрических ламп в логарифмическом мас-
штабе должно быть линейной функцией Тангенс угла накло-
на прямой, равный показателю степени при mt дает возмож-
ность экспериментально найти значение фиктивного (расчетно-
го) потенциала возбуждения £7в:
tg<P=-y(l+W). (4-131)
pl/2
Проверка этой зависимости, проведенная В. Эленбаасом (см.
выше) на ртутных цилиндрических дугах с радиусом трубки от
1,2 до 3,8 см и удельными количествами ртути от 0,3 до
50 мг/см, показала, что в логарифмическом масштабе действи-
тельно наблюдается линейная зависимость di^E от Ш\
(рис. 4.17,а). Значение tg<р, найденное им из наклона этой пря-
мой, оказалось равным 0,585, при этом в пределах от 20 до
50 Вт/см наклон кривой практически не зависит от удельной
мощности. Отсюда Ов= (3/4) 17^7,8 В. Подставляя это значе-
ние Uв в (4.130), получаем
Е Cm^P^lW^—Pu)''3 di1? J. (4.132)
Из этой формулы следует, что при постоянных mt и dTp гра-
диент потенциала с ростом Р\ должен сначала падать, прохо-
дить через минимум и затем возрастать. Положение минимума
соответствует условию Pi~3Pit, в чем легко убедиться, взяв
в уравнении (4.132) производную dEidPt—G. Определив экспе-
риментально минимальное значение градиента и соответствую-
щее ему значение Pt, можно найти величину удельных тепло-
Рис. 4.17. Зависимости градиента потенциала от (а) и от р (б):
а — ^^^^3/2=370 ttijO.SSS для ртутных осесимметричных дуг при Pj=const и различ-
ных dx (О — 12 мм: — 18; >^—28; —— 38 мм), Emin в Bj/см, — в мм [4.Ц; б—Е=
= 13р0>72 для ртутных шаровых ламп СВД с короткой дугой (2—ГО мм) при Рг=
=const [4.3]
вых потерь в канале разряда и численное значение константы С
в (4.132). На рис. 4.18 представлены результаты экспериментов
В. Эленбааса для ртутного разряда с давлением, близким к ат-
мосферному. Из кривой он нашел соответствующее Emin значе-
ние Pi=274-30 Вт/см, откуда Р1т=9-=-10 Вт/см. Общая кон-
станта в (4.132) С«6 [4.1]. Таким образом, для ртутного раз-
ряда ВД в области Pi от 15 до 60 Вт/см, от 0,3 до 50 мг/см
и dTp от 1,2 до 3,8 см.
— 9)1/3^р2], В/см. (4.132а)
Последующие исследования В. Эленбааса показали, что бо-
лее хорошее согласие дает аппроксимационная формула, учиты-
вающая небольшой рост Р1т с ростом Pi:
Е Qm7^2 р\12/[(Р1 — 4,5Р|/4 ),/3 dt/2l. (4.1326)
Применение П-образной модели канала в других условиях.
Правильность результатов, даваемых П-образной моделью для
Дуг с цилиндрической или приблизительно цилиндрической сим-
метрией (/дуги^» ^дуги), но с другими наполнениями, например
ксеноном или в условиях, далеких от обследованных В. Эленба-
асом, например для дуг СВД, определяется правильным выбо-
ром значений UB, РЭф и Pit в зависимости от основных парамет-
ров разряда.
Для решения этих задач следует применять уравнения, со-
держащие р, а не mi и гт₽, причем конкретный характер функ-
ции определяется отношением эффективного потенциала воз-
Рис. 4.18. Отношение E/Emin в зависимости от удельной мощности Pi ртутно-
го разряда ВД при заданных mt и di:
1 — 100 % Hg; 2 - 16,5 % Не
Рис. 4.19. Зависимость удельных теп-
ловых потерь (в относительных еди-
ницах) от 7?эф/Гтр при передаче теп-
ла от канала разряда к стенке за счет
теплопроводности
Суждения UB к потенциалу ионизации Ui и зависимостью /?Эф от
основных параметров разряда. Обработка опубликованных экс-
периментальных данных и собственных измерений, проведенная
автором (см. [0.9]), для ртутных шаровых ламп СВД с давле-
ниями в пределах от 1 до 5 МПа и для капиллярных ламп
с удельными мощностями порядка сотен ватт на сантиметр по-
казала, что зависимости Е от р при Pi—const в логарифмиче-
ском масштабе выражались практически прямыми линиями. Из
тангенса угла наклона были получены значения Ов в пределах
от 6,5 до 4,5 В в зависимости от Pi и типа ламп. Учитывая боль-
шие значения Pi, РЭф принималось постоянным. На рис. 4.17,6
представлена в качестве примера одна из полученных зависи-
мостей.
Найденные_для этих условий значения UB значительно мень-
ше величины 1/„^7,8 В, полученной В. Эленбаасом для ртутных
цилиндрических дуг ВД. Подстановка С/в=5 В в (4.129) приво-
дит к следующей зависимости:
При
£«^/4/(1—p^/p^l/2.
(Лт/Р1)<1 £«ctp3/4.
(4.133)
(4.134)
Теоретическое объяснение причин снижения ив см. в § 4.7.
Обратим внимание, что показатель степени (л£2Эф) в уравне-
нии (4.129) при близок к нулю, т. е. в этих условиях
£Эф практически не влияет на £.
Расчет Р1т. Введение в П-образной модели неизвестного пе-
репада температур на боковой стенке канала АТ является ис-
кусственным приемом. В то же время тепловые потери могут
быть приближенно рассчитаны, если предположить, что на
внешних границах канала разряда £Эф горячий газ (или смесь
газов) с температурой Т^ф передает далее тепло внутренней
стенке с температурой Т\р за счет теплопроводности. (В более
общем случае теплопередача может происходить за счет конвек-
ции или потоков газа.) Если допустить, что в теплопроводящем
слое нет источников и стоков тепла, т. е. не учитывать нагрев за
счет поглощения излучения, то удельный тепловой поток (см.
гл. 7)
’"эф
Р1т = 1п(г1р/£эф) f
г „
ф(7эф 7Тр)
4 (ГТр/£эф)
(4.135)
Из анализа этого выражения отчетливо видна зависимость
Pit от различных факторов.
На рис. 4.19 построена зависимость Р1Т/[2зтх(7Эф—Гтр)] от
^эфДтр по (4.135). Поскольку для разрядов с заданным соста-
вом наполнения х и (7Эф—7тр) сравнительно слабо изменяются
при изменении условий разряда, можно считать, что ордината
кривой приблизительно пропорциональна Р1т. Видно, что с ростом
^эф/Гтр Pit также возрастает, причем при увеличении Рэфртр до
0,3—0,4 наблюдается практически линейный рост, но по мере
Дальнейшего увеличения £Эф/Гтр рост Р1т все убыстряется.
В пределах 0,05^ (/?эф/гтр) =С0,5
Р1т«2лхЭф(Гэф— ТтР) [0,19+2,5(/?эф/Гтр)]. (4.136)
При более строгом рассмотрении следует учитывать рост к
с ростом температуры. Так, например, для ртути xHg=s=8,37X
ХЮ~7£/4, Вт/(см-°C).
Таким образом, зная зависимость £Эф/гТр от условий разря-
да, можно более достоверно оценивать Р1т и его изменение.
Модель канала с пограничным слоем позволяет ввести два
недостающих условия и, таким образом, однозначно решать за-
дачу. В этой модели реальный профиль температуры по сечению
в осесимметричных дугах заменяется центральной частью — ка-
налом радиусом Rh с постоянной температурой Тя и окружаю-
щим ядро канала пограничным слоем, в котором вследствие
тепловых потерь температура падает. Введение пограничного
слоя с тепловыми потерями позволяет, во-первых, получить до-
полнительное уравнение баланса мощности, связывающее теп-
ловые потери с Rr, Тя и Ггр (см. выше), и, во-вторых, использо-
вать принцип минимума Штеенбека. Дело в том, что термиче-
ские дуги, излучающие не как «черное тело», при отсутствии
тепловых потерь стремятся к неограниченному расширению и
к ним нельзя применять принцип минимума Штеенбека.
Использование модели канала с пограничным слоем при
определенных допущениях позволило решить задачу о характе-
ристиках свободно горящих в вертикальном положении ксеноно-
вых дуг ВД, включая приэлектродные области, а также ртутных
цилиндрических дуг ВД. Более подробно см. в [4.11, 19.4].
4.11. КОНВЕКЦИЯ
В разрядных источниках света ВД, как правило, имеет место
естественная конвекция. Подъемная сила, вызывающая появле-
ние конвекционных потоков, возникает под действием силы тя-
жести от неравномерного распределения температуры и, следо-
вательно, плотности по объему. В силу этого, например, шнур
достаточно длинных дуг ВД, горящих горизонтально в спокой-
ной атмосфере и в достаточно большом объеме, стремится
всплыть кверху и принимает форму дуги (откуда собственно и
произошло название дуги), вызывая неравномерный нагрев
стенок колбы. В дугах ВД, горящих в вертикальной трубке,
в приосевой части разряда из-за значительно более высокой тем-
пературы, чем у стенок, потоки менее плотных газов и паров
всплывают вверх, а вблизи стенок более холодные и, следова-
тельно, более плотные газы и пары опускаются вниз. В резуль-
тате образуется циркуляция газа. Более холодные пары, втекаю-
щие в дугу около нижнего электрода, вызывают ее местное
охлаждение и стягивание, вследствие чего дуга вблизи нижнего
электрода принимает коническую форму.
Первые обстоятельные теоретические и экспериментальные
исследования конвекции и ее влияния на характеристики ртут-
ного разряда ВД были проведены В. Эленбаасом [4.1] и К- Кен-
ти (ссылки см. в [0.9 и 4.1]). Их исследования показали, что
при давлениях паров ртути до нескольких десятых долей мега-
паскалей (несколько атмосфер) и в достаточно длинных (/д^
^15 см) трубках диаметром до 4 см при вертикальном положе-
нии горения конвекция оказывает незначительное влияние на
характеристики столба, и поэтому ее можно не учитывать. Ин-
терес к конвекции возродился вновь в середине 70-х годов в свя-
зи с развитием МГ ламп, в которых, как; оказалось, она оказы-
вает существенное влияние на распределение излучающих доба-
вок и характеристики разряда. За этот период появился ряд
теоретических и экспериментальных исследований, более полно
и на современном уровне учитывающих влияние конвекции на
характеристики столба дуг. За недостатком места ниже дано
лишь краткое изложение этого вопроса. Более полные сведения
приводятся в упоминаемой литературе (см. ссылки).
Конвекция в вертикальных трубчатых лампах ВД. Как пока-
зал В. Эленбаас, скорости конвекционных потоков и их рас-
пределение по сечению трубки в стационарном случае можно
найти из уравнения движения газа (или пара) [4.1]. На вообра-
жаемый цилиндрический слой газа, заключенный между радиу-
сами г и r-\-dr, единичной высоты действуют следующие силы:
вес газа
р (г) g2nrdr,
где р — плотность газа; g — ускорение силы тяжести;
сила, вызываемая разностью давлений, действующих на ци-
линдр снизу и сверху,
(dpjdz) 2nrdr.
Разность между силами вязкости, действующими на внешней
и внутренней поверхностях цилиндра
2* (r + dr)[fB33K4- (d/M3K/dr) drI — 2тг/влзк = 2тг [уШ] dr,
где /вязк — сила вязкости, действующая на единицу поверхности
и равная /вязк=т] (г) (dv(r)/dr)r; здесь т] — коэффициент вязко-
сти.
Знаки минус у первых двух членов объясняются тем, что си-
лы направлены вниз, в то время как ось z — вверх.
В стационарном состоянии устанавливается равновесие сил:
rpg 4- г (dp/dz)-^-[rij (dvjdi) ] = 0. (4.137)
ar
В обычных условиях разряда можно считать (dp/dz) =const=H.
Граничные условия. 1) Из условия симметрии на оси
(dvz/dr)r==0=Q. 2) Скорость на стенке vz(rTp)=0. 3) Масса газа,
переносимого вверх в приосевой части, непременно равна массе,
переносимой вниз у стенок:
рТр
J pvz(r)2nrdr = 0.
о
Для определения vz(r) надо решить уравнение (4.137). Пер-
вое интегрирование дает
Г
-у Аг2 + g J prdr — rij (dvjdr) -|- Cr = 0.
о
Постоянная Ci=0, так как при г=0 первые три члена уравне-
ния обращаются в нуль.
После второго интегрирования получаем
Г г г
»г (0 = -у J dr + S J (! hr)dr ^prdr-i-C^ 0. (4.138)
О 0 0
Поскольку р и т] фактически являются функциями темпера-
туры, для решения необходимо выразить их в явном виде от
температуры, рода газа и других параметров, а также задать
распределение температуры газа по г.
Зависимость р от Т определяется из уравнения состояния
газа: p—pM/RT, где М — молекулярная (или атомная) масса
в грамм-молях, R— универсальная газовая постоянная. Для
ртути, например, получим рн§~2,45 рн<г/Тн8, г/см3; р, 105 Па;
Т, К.
Зависимость ц от Т можно получить из кинетической теории
(см., например, [4.6]). При инженерных расчетах, не претенду-
ющих на высокую точность, эту зависимость удобно представить
в виде степенной функции. Так, например, по нашим расчетам
для ртути т]н§=4-18- 1О~77н§0’79, кг/(м-с).
Значения постоянных А и С2 в уравнении (4.138) определя-
ются из двух условий:
1) Vz (Гтр) = 0,
о
Первое графическое решение этого уравнения для ртутного
D-разряда (dt=4,l см; mt=12 мг/см; Pi = 35 Вт/см) по изме-
ренному для него Т (г) было выполнено В. Эленбаасом. В на-
стоящее время получено много численных решений на ЭВМ для
различных конкретных случаев (см. [4.14] и рис. 4.20). В ртут-
ных разрядах ВД осевые скорости составляют десятки санти-
метров в секунду, что хорошо сходится с данными эксперимен-
тов по скоростям движения мельчайших частичек оксидов, вво-
димых в разряд [15.12].
Зависимость скорости конвекции от условий разряда. Для
подобных разрядов относительное распределение масс по сече-
нию будет одинаковым, следовательно, подобным будет и рас-
пределение скоростей, а отношение (ri/rTP), где rt— радиус, со-
Рис 4.20. Радиальное распределение скоростей конвекционных потоков в ци-
линдрических вертикально горящих лампах ВД в зависимости от вида Т(г)
и состава наполнения:
а— распределение Т(г); б—распределение скоростей конвекпии: — — — — Hg, 2.9* 10s Па;
--------Hg, 5,3-Ю5 Па;----------Hg+J;------------Hg+Mr(A); ..........— Hg-t-MT(B)
[4.14]
ответствующий нулевой скорости (см. рис. 4.20), будет постоян-
ным. Как видно из рис. 4.20, эти соотношения удовлетворитель-
но выполняются и для разрядов с заметно отличающимся рас-
пределением Т(г). Анализ уравнения (4.138) показывает, что
Для подобных разрядов в соответствующих точках Pz~g (pr2)/т]
или gmi/т]. Поскольку вязкость не зависит от давления, скоро-
сти конвекции должны быть пропорциональными mi, что качест-
венно согласуется с экспериментами.
Потери энергии за счет конвекции. В вертикальных трубча-
тых разрядах при одноконтурной конвекции конвекционных по-
терь в самом столбе нет, поскольку там нет радиальной состав-
ляющей скорости потоков газа. Потери имеют место только по
концам трубки. Их можно подсчитать как разность энергии,
покидающей разряд в верхнем конце, и энергии, входящей
в разряд в нижнем конце разрядной трубки. В единицу времени
^конв = J ?vzcpT2-Rrdr — J рп2ср Т 2wdr.
о Гг
Учитывая противоположные направления скорости около оси и
у стенок, получаем:
Г
ртр
^ = 1 ^cpT2vrdr. (4:139)
о
При p=const р~р!Т, и мы получим, например, для ртутного
пара
РКОнв =%= 2,45тгрср j v2d^. (4.14С)
о
По оценкам В. Эленбааса для ртутного D-разряда РКонв~
«0,8-0,88(5.5,5—20) х 25 Вт при общей подводимой к разряду
мощности Рст=50-35=1750 Вт, т. е. потери на конвекцию со-
ставляют всего 1,5%- Даже для значительно более коротких
разрядов они остаются сравнительно небольшими.
Как видно из формулы (4.139), Люнв^ m?/4r₽(Pr?p''vmb
Эксперименты В. Эленбааса показали, что РКОнв растет
быстрее, чем т2ь Он объяснил это появлением многоконтурной
конвекции с ростом ть Однако более тщательные исследования
показали, что причина заключается не в появлении многокон-
турной конвекции, а в том, что с ростом mi и Р\ происходит
уширение контура Т (г) и соответствующее увеличение (dT/dr)
вблизи стенки, в результате чего растут тепловые потери [4.14].
В горизонтально горящих дугах трубчатой формы конвекци-
онные потоки вызывают дополнительные потери по всей длине
дуги и поэтому пропорциональны длине.
Таковы результаты приближенного рассмотрения конвекции.
Ниже показан путь более строгого решения задачи.
Уравнения разрядов ВД с учетом конвекции и их решение. Выше при
определении конвекции предполагалось, что распределение температуры по
сечению разряда известно. На самом деле распределение температуры по се-
чению, так же как и другие характеристики, должны быть найдены в резуль-
тате решения задачи с учетом конвекции. Соответствующая модель и програм-
ма численного решения для вертикально горящих стабилизованных стенка-
ми дуг с цилиндрической симметрией были разработаны Ловке (ссылки см.
в [15.12]). Численные решения для ртутных дуг ВД и дуг с галогенными
добавками были получены Р. Зольвегом [4.14, 15.9].
Система уравнений, которая должна быть решена, включает в себя сле-
дующие уравнения:
уравнение баланса энергии с учетом конвекции
дг
уравнение непрерывности массы
д 1 д , , „
-т- (Р»г) + — -7— (rpvr) = 0;
OZ г or
(4.142)
уравнение вертикальных моментов количества движения (Навье —
Стокса)
(4.143)
уравнение радиальных моментов
д / dvr \ vr
+ -7- -чЧг-JXB, (4-144)
oz \ ог / га
где J — плотность тока; В — магнитная индукция.
Закон Ома:
Для решения должны быть заданы материальные функции 0сум, о и т]
в зависимости от температуры (являющейся функцией z и г), а также соот-
ветствующие краевые условия. Расчет начинается с задания первоначально
предполагаемых T(r, г), й(г, z) и р для каждой точки сетки (г, z), и далее
путем итерации через определенные интервалы времени Дй и Д/2 для каждой
точки сетки находят значения ATj, Ди2 и Др до тех пор, пока соответствую-
щие Д не обратятся в нуль. Эта процедура повторяется для каждой точки
сетки. Решение требует значительных затрат машинного времени. Следует
обратить внимание на то, что решение очень чувствительно к правильности
выбора материальных функций и их зависимости от температуры. Более по-
дробно см. в (15.12].
Конвекция оказывает весьма существенное влияние на распределение
излучающих добавок в металлогалогенных лампах (см. гл. 15).
Глава пятая
РАБОТА РАЗРЯДНЫХ ЛАМП В ЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ ЦЕПИ
5.1. ВОЗНИКНОВЕНИЕ РАЗРЯДА НА ПОСТОЯННОМ ТОКЕ
В ДВУХЭЛЕКТРОДНЫХ ПРОМЕЖУТКАХ
В обычном состоянии газовый промежуток является хорошим
изолятором, так что при небольших приложенных к электродам
напряжениях ток в цепи практически отсутствует. Это объясни-
Рис. 5.1. Полная вольт-ампериая ха-
рактеристика самостоятельных раз-
рядов
ется тем, что в о ычных ус-
ловиях в газе или парах ме-
талла существует лишь нич-
тожное количество заряжен-
ных частиц, образующихся
под действием космического
излучения, естественной ра-
диоактивности фотоионизации
и других подобных причин.
Однако при повышении прило-
женного напряжения выше
определенного значения про-
цесс образования новых заря-
дов в газовом промежутке
приводит к резкому, практи-
чески внезапному (10-5—
10-7 с) возрастанию тока и
появлению свечения. Этот
процесс называется возникновением разряда, а соответствующее
напряжение — напряжением возникновения разряда.
Процесс возникновения разряда определяет минимальное
напряжение, которое надо приложить к электродам в данных
условиях для возникновения разряда той или иной формы. На-
пряжение возникновения разряда зависит от рода наполняюще-
го газа, его давления, от формы и расстояния между электрода-
ми, материала и свойств катода, а также от ряда других при-
чин.
Возникновение разряда между двумя плоскими холодными
электродами. Если к газовому промежутку протяженностью /,
ограниченному плоскими электродами, приложить внешнее на-
пряжение через регулируемое балластное сопротивление, то
можно снять вольт-амперную характеристику развития разряда,
примерный вид которой показан на рис. 5.1 (см. также § 5.3).
Вид вольт-ампертной характеристики (ВАХ) зависит от со-
ударений электронов с атомами заполняющего газа и от процес-
сов на электроде, служащего катодом.
Участок несамостоятельного разряда ОА существует лишь
при наличии внешних факторов, обеспечивающих эмиссию элек-
тронов из катода (нагревание катода, облучение катода или га-
за в разрядном промежутке светом, рентгеновским или радиоак-
тивным излучением и др.).
Введя коэффициент объемной ионизации а (число ионизаций,
производимых одним электроном на единице пути вдоль поля) и
коэффициент вторичной эмиссии у (число электронов, выбивае-
мых одним ионом, упавшим на катод), Таунсенд вывел форму-
лу для тока электронов на аноде Iea при токе электронов на ка-
тоде под действием внешних факторов /<жо [0.2J:
/еа = 4к0----~7х7---• (5.1)
еа еко j _ J) ' '
Равенство (5.1) называется формулой газового усиления:
полный ток на аноде 1еа больше /еко- Разница между полным
током и его электронной составляющей компенсируется ионами,,
движущимися направленно к катоду.
Участок темного самостоятельного разряда АБ называется
так потому, что, во-первых, разряд при токах и напряжениях,,
соответствующих ему, не светится и, во-вторых, он существует
даже при отсутствии внешних поддерживающих факторов. Ана-
литическое условие его существования можно получить из (5.1),.
приравняв знаменатель
1—у[(ехра/) — 1] (5.2)
нулю.
Действительно, в этом случае ток на аноде будет отличен от-
нуля даже при бесконечно малом токе электронов с катода под.
действием внешних факторов.
Физически условие (5.2) означает, что разряд будет само-
стоятельным, если каждый электрон, вышедший из катода, на пу-
ти к аноду произведет столько ионизаций, что образовавшиеся
при этом ионы, дойдя до катода, выбьют из него вновь один
электрон.
Переходный участок от темного самостоятельного разряда
к нормальному тлеющему разряду БВ. Падающий характер его
обусловлен действием объемных зарядов, началом формирова-
ния анодной и катодной областей, а также столба разряда с вы-
сокой электропроводностью. Участок нормального тлеющего
разряда ВГ характеризуется постоянством катодного падения
потенциала и плотности тока на катоде.
Рост тока при нормальном тлеющем разряде происходит за
счет увеличения площади катода, эмиттирующей электроны. На-
блюдается свечение катодной области и положительного столба.
Эмиссия электронов из катода идет за счет вторичных про-
цессов, а именно за счет бомбардировки катода ионами, быст-
рыми и метастабильными атомами, фотоэмиссии.
Участок аномального тлеющего разряда ГД. При увеличении
тока возрастает как плотность тока на катоде (в эмиссии элек-
тронов участвует вся поверхность катода), так и катодное па-
дение потенциалов.
Свечение столба разряда и тлеющее свечение у катода более
яркие, чем при нормальном тлеющем разряде.
Характер эмиссии электронов такой же, как и при нормаль-
ном тлеющем разряде. Большие плотности токов по сравнению
с плотностями токов для нормального тлеющего разряда обес-
печиваются большими катодными падениями напряжения,
а следовательно, и большими энергиями ионов.
Переходный участок от аномального тлеющего разряда к ду-
говому разряду ДЕ. Катодное свечение стягивается в пятно.
В случае тугоплавкого катода поверхность катода в области
пятна имеет большую температуру.
Падение напряжения в катодной области уменьшается до
значений порядка потенциала ионизации заполняющего газа,
так как имеет место не вторичная эмиссия электронов, а термо-
эмиссия (см. гл. 9).
Участок дугового разряда ЕЖ характеризуется достаточно
большими токами разряда, а следовательно, и большим свече-
нием столба разряда.
Из рис. 5.1 видно, что для разрядных источников света с хо-
лодными электродами, использующих нормальный и аномаль-
ный тлеющие разряды, напряжением возникновения разряда бу-
дет иъ в точке А.
Если в уравнении (5.2) заменить число ионизаций электро-
ном на единице пути (коэффициент а) числом ионизаций на пу-
ти, соответствующим разности потенциалов в 1 В (коэффициент
тр), то получится соотношение
?((expipt/B)—1) = 1. (5.3)
Отсюда можно определить напряжение возникновения само-
стоятельного разряда:
С7В = —In (1— Y (5.4)
Vi X у J
Коэффициент а является функцией отношения напряженности
электрического поля Е к величине давления [a=f (Е/р) ]. Ко-
эффициент вторичной эмиссии у также является функцией отно-
шения Е/р (у=ф(£/р))_ Для плоских электродов при П—Пъ
будет соответственно Yy=f(UB/pl) и y~ty(UB/pl).
Подстановка тц и у в уравнение (5.4) даст зависимость UB
от pl, известную в литературе как «закон Пашена». На рис. 5.2
приведены соответствующие зависимости для некоторых газов
(рис. 5.2,а) и материалов катода (рис. 5.2,6).
Наличие минимума UB при изменении pl объясняется следу-
ющим образом. При уменьшении р или I или одновременно pl
уменьшается число столкновений электронов с атомами газа на
пути от катода к аноду. Поэтому для увеличения числа ионизу-
ющих столкновений, чтобы выполнялось условие самостоятель-
ности разряда, необходимо увеличить UB{.
Наоборот, при значительном увеличении pl уменьшается
энергия, набираемая электроном на уменьшающейся длине сво-
бодного пробега, если рост pl происходит за счет увеличения
давления газа, либо за счет уменьшения напряженности элект-
Рис. 5.2. Зависимость напряжения возникновения разряда Us от произведе-
ния pl:
а — различные газы, железный катод: б — различный материал катода, наполнение Аг
рического поля, либо за счет увеличения протяженности меж-
электродного промежутка. Любой из этих факторов приводит
к уменьшению коэффициента объемной ионизации а. Поэтому
для выполнения условий самостоятельности разряда необходимо
увеличивать напряжение на промежутке.
Для электродов неплоской конфигурации вышесказанное ка-
чественно сохраняется. Вследствие неоднородности электриче-
ского поля условие самостоятельности разряда (5.2) запишется
в виде
Рис. 5.3. Вид вольт-амперной харак-
теристики при подогретом катоде до
температуры, обеспечивающей доста-
точный ток термоэмиссии
Этим условием можно пользоваться только в случае, когда
энергия электрона находится в равновесии с напряженностью
электрического поля. В противном случае коэффициент объем-
ной ионизации не будет соответствовать напряженности элект-
рического поля. В данной точке равновесие энергии электрона
с электрическим полем соблюдается при условии
(/рел divE) <Е, (5.6)
где /Рел — длина релаксации для электрона.
Влияние' подогрева катода на возникновение разряда в двух-
электродном промежутке. Если катод в двухэлектродном проме-
жутке подогрет от внешнего источника энергии до температуры,
обеспечивающей достаточно большую плотность тока термо-
эмиссии, вольт-амперная характеристика выглядит так, как по-
казано на рис. 5.3.
Напряжение возникновения разряда UB (точка а на харак-
теристике) в случае накаленного катода определяется лишь ио-
низационными процессами в разрядном промежутке и не зави-
сит от вторичных процессов на катоде. Небольшое понижение
напряжения за точкой а обусловлено перераспределением по-
тенциала в разрядном промежутке и ступенчатой ионизацией,
происходящими при увеличении тока.
Подогрев катода может быть обеспечен не только внешним
источником энергии, но и за счет бомбардировки ионами, при-
ходящими из разряда.
Нагрев катода и образование катодного пятна зависят не
только от величины, но и от времени протекания тока. Напри-
мер, при длительном протекании тока переход в дуговой режим
может произойти при напряжении /7В, меньшем, чем /7ВД. Одна-
ко существует такое минимальное напряжение UBmin, при кото-
ром, каким бы ни было длительным протекание тока I, при
меньшем напряжении переход разряда в дуговую форму не про-
исходит. Разряд при этом остается аномальным тлеющим.
Возникновение разряда в длинных трубках с двумя электро-
дами. В длинных трубках появляется ряд особенностей по срав-
нению с короткими плоскими промежутками, во-первых, из-за
влияния стенок, ограничивающих промежуток, и, во-вторых, из-
за неоднородности электрического поля, даже при отсутствии
объемных зарядов.
Зеелигер и Бок [5.1] показали, что пробою между электро-
дами в цилиндрических трубках с холодными электродами пред-
шествует пробой между одним из электродов и близлежащими
участками стенок, обладающими емкостной связью с землей.
Этот разряд является основным источником зарядов при разви-
тии разряда на противоположный электрод. Пренебрегая дей-
ствием электрического поля и считая, что перемещение зарядов
вдоль оси трубки происходит только под действием диффузии,
они получили диффузионную длину для электронов:
/диф~0,37-^г2Р, (5.7)
где х — доля потерь энергии при соударениях электронов с ато-
мами газа; Aie — длина свободного пробега электрона, приведен-
ная к давлению 1 Па; р — давление наполняющего газа. Оценки
по формуле (5.7) для Аг и Ne показали, что электроны при
давлениях в несколько сот паскалей не могут пройти вдоль оси
трубки на расстояния, превышающие радиус трубки. Отсюда Зе-
елигер и Бок сделали вывод о том, что от поджигающего элект-
рода (электрода, у которого осуществился разряд на стенку)
к противоположному электроду перемещается сам источник за-
рядов в виде фронта поджигающей волны. Потенциал поджига-
ющего электрода после возникновения разряда на ближайший
участок стенки переносится на границу проводящей плазмы
в сторону противоположного электрода. Далее разряд возника-
ет между границей плазмы и следующим участком стенки. На
границе, движущейся к противоположному электроду плазмы,
существует так называемое ведущее поле, отличающееся от оп-
тического поля между электродами.
Бартоломейчик [5.2] отметил, что механизм возникновения
разряда в длинных трубках существенно зависит от соотноше-
ния времени нарастания напряжения tH и времени формирова-
ния разряда /ф.
Механизм возникновения разряда при большой скорости на?
растания напряжения (£н<^ф) исследовался рядом авторов
[5.3]. Были рассмотрены условия таунсендовского и стримерно-
го развития разрядов.
Пробой при медленном нарастании напряжения (/н^>/ф)
в длинных трубках, который соответствует условиям для люми-
несцентных ламп в бесстартерных схемах включения, изучался
в работах Мак-Фарланда и других авторов [5.4]. Механизм
зажигания разряда в этом режиме по Мак-Фарланду состоит из
трех стадий:
возникновение слабого «кистевого» разряда на стенку в об-
ласти поджигающего электрода с током порядка 10~6 А;
перемещение свечения по трубке за счет увеличения поверх-
ности заряжаемой стенки и одновременное возрастание тока.
При достижении свечением заземленного электрода ток достига-
ет 10~3 А, при этом между электродами формируется тлеющий
разряд;
переход тлеющего разряда в нормальный и при токе прибли-
зительно 3-10-3 А — в дуговой.
Экспериментальные прямые напряжения возникновения тле-
ющего и дугового разрядов были аппроксимированы в следую-
щем виде:
{/в.тл=Д+В/; (5.8)
иъл=А'+В'р1. (5.9)
Для Аг А = 120 В; В=1,9+0,68р->, В/см; A'=48,5+-^J-; В'=
=0,235, где I, см; р, 133 Па.
В табл. 5.1 приведены величины, характеризующие ив.л для
люминесцентных ламп, наполненных инертными газами с пара-
ми ртути (давление ртути р«0,13 Па).
На напряжение возникновения разряда в ЛЛ влияет ряд
факторов (рис. 5.4): проводники и проводящие полосы, располо-
женные вблизи ламп (рис. 5.4,а), окружающая температура
(рис. 5.4,6), давление аргона (рис. 5.4,в), влажность окружаю-
щей среды (рис. 5.4,г).
Рассмотрим зависимость напряжения возникновения разря-
да от поверхностного сопротивления Дп между концами лампы
UB=f(Rn) (рис. 5.4,6). При малых Rn (что соответствует значи-
тельному увлажнению стеклянной трубки) почти все приложен-
ное между электродами напряжение оказывается сосредоточен-
ным между электродами и стенками. Это приводит к сравни-
тельно облегченному пробою участка электрод — стенка, что
уменьшает общее напряжение возникновения разряда. Точно
такое же действие оказывает проводящая полоса на лампе.
При очень больших сопротивлениях /?п начинают играть роль
емкостные сопротивления 1/шС2 и 1/шС]. Поскольку Ci заметно
меньше С2, почти все внешнее напряжение прикладывается
к участку электрод — стенка, и напряжение возникновения раз-
ряда вновь понижается. В промежуточном случае, когда /?п со-
измеримо с 1 /cdC’i, наблюдается рост UB.
Из рассмотрения зависимости следуют два способа ликвида-
ции влияния влажности: снижение й?п с помощью проводящих
полос или покрытий и поддержание высоких /?п с помощью про-
зрачных водоотталкивающих покрытий.
Подогрев электродов до температур, обеспечивающих доста-
точную термоэмиссию, значительно снижает UB (рис. 5.4,а).
Недоспасов и Новик экспериментально и теоретически иссле-
довали скорость перемещения границы плазмы от поджигающе-
Таблица 5.1 Значения коэффициентов А' и В'р
Род газа (/7^800 Па) А', в В'р, В/см Ток перехода в дугу, мА
Ne 330 1,4 130
Аг 235 1,5 41
Кг 275 1,7 27
Хе 335 2,1 16
го электрода к противоположному электроду, процесс заряда
стенок люминесцентной лампы и распределение потенциала
вдоль стенки (библиография приведена в [0.9]).
Для
менном
решения задачи о распределении потенциала в плаз-
столбе ими было использовано телеграфное уравнение:
А дЦу_\р ду________1 d2y
С02 dt2 ° dt ~ Со dz2 ’
Со, Ro— распределенные параметры цепи, соответствен-
сопротивление на единице длины
(5.10)
где Lo,
но индуктивность, емкость и
трубки.
Записывая уравнение (5.10) для потенциалов и пренебрегая
слагаемым с Lo (что справедливо при реальных скоростях рас-
пространения плазмы), получаем
d<f 1 д2<р
a dt2
(5-11)
dt
где ф — потенциал; a=RoCo.
В частном случае, когда плазменная граница движется с по-
стоянной скоростью v и неизменным потенциалом границы ф0,
решение уравнения (5.11) имеет вид
ф(г, t) =фОе^аи(2-йД (5.12)
Из (5.12) следует, что для постоянной скорости фронта иониза-
ции необходим экспоненциальный рост потенциала на поджига-
ющем электроде (ПЭ):
ф(0, /)=фОе'/т,
(5.13)
где т= 1 jav2.
Таким образом, скорость фронта ионизации определяется
скоростью нарастания напряжения на ПЭ, распределенной ем-
костью трубки и проводимостью столба плазмы, следующей за
фронтом ионизации.
Необходимое напряжение для пробоя трубки длиной I опре-
делялось как
ф/—фоТДсЛ
(5-14)
где E0=dqldz — напряженность поля в столбе, движущегося
к противоположному электроду плазмы. Ток, протекающий к пе-
редней границе плазменного столба от ПЭ, равен:
I=C0vq0. (5.15)
Потенциал на границе движущейся плазмы
Рис. 5.4. Зависимость напряжения возникновения дугового разряда UE в лю-
минесцентной лампе от различных факторов и ее эквивалентная схема:
а — от тока накала катодов: 1 — лампа без полосы; 2 — лампа со свободной полосой;
3 — полоса заземлена или соединена с одинм нз электродов; б — от окружающей тем-
пературы; в — от давления аргона; г — от влажности воздуха; д — эквивалентная схема
люминесцентной лампы для анализа влияния влажности на £/в д; Яп — поверхностное
сопротивление трубки; Ry — сопротивление утечки между электродами и концами труб-
ки; Ci — емкость между электродом и стенкой трубки; Сг — емкость между стенкой труб-
ки и землей
Рис. 5.5. Схема развития отри-
цательного (а) и положительного
(б) стримеров
Возникновение разряда
в двухэлектродных проме-
жутках при больших pl.
Если число носителей в та-
унсендовской лавине пре-
восходит 106, то нельзя пре-
небрегать действием объем-
ных зарядов, приводящим
к уменьшению коэффициен-
та объемной ионизации. Од-
нако при и>108 а начинает
снова расти [5.3]. Этот рост можно объяснить тем, что во-пер-
вых, напряженность электрического поля перед головкой лавины
больше, чем напряженность электрического поля, которая была
бы в этой области при отсутствии объемных зарядов, и элек-
троны в этой области ионизуют эффективнее, обеспечивая быст-
рый рост числа заряженных частиц в лавине, во-вторых, начи-
нает сказываться и может даже играть решающую роль иони-
зация газа излучением разряда. В этом случае нельзя пользо-
ваться уравнением самостоятельного разряда Таунсенда.
Времена развития разряда уменьшаются и становятся соизме-
римыми со временем прохождения одной лавины. Такой разряд
называется стримерным.
Различают стримеры, распространяющиеся к аноду (отрица-
тельный стример), и стримеры, распространяющиеся к катоду
(положительные стримеры).
При отрицательном стримере излучение головки лавины
рождает электроны в непосредственной близости. Эти электроны
в возросшем поле пространственного заряда между головкой
лавины и анодом ионизуют газ гораздо эффективнее. Поэтому
перед лавиной возникают новые электроны и возбуждается но-
вое излучение и т. д. Этот процесс идет уже без участия электро-
нов с катода. Поэтому электронное облако достигает анода ско-
рее, чем под действием только внешнего электрического поля и
поля пространственных зарядов. Когда плазменный стример до-
стигает анода, создается перемычка, рост тока в которой со-
провождается увеличением проводимости, возникает тонкая све-
тящаяся нить.
В случае катодо направленного стримера основным процес-
сом ионизации является ионизация излучением. Электроны бы-
стро попадают в сильное поле пространственного положительно-
го со стороны катода заряда и возбуждают новое излучение,
Которое образует новые электроны, и т. д. Таким образом, поло-
жительный конец плазменного столба движется к катоду, пока
не создастся перемычка. На рис. 5.5,а показано развитие отри-
цательного, а на рис. 5.5,6 — положительного стримеров.
5.2. ВОЗНИКНОВЕНИЕ РАЗРЯДА В ЦИЛИНДРИЧЕСКИХ ТРУБКАХ
СО ВСПОМОГАТЕЛЬНЫМИ ЭЛЕКТРОДАМИ
В ртутных лампах ВД, имеющих до зажигания сравнительно
низкое давление газа, для облегчения зажигания часто приме-
няют один или два вспомогательных так называемых зажигаю-
щих электрода (ЗЭ). Они представляют собой проводник
(рис. 5.6), один конец которого расположен вблизи одного из
основных электродов, а другой через ограничительное сопротив-
ление Гвсп соединен с противоположным основным электродом.
Величина гБсп определяется сетевым напряжением и значением
необходимого тока вспомогательного разряда.
В [5.5] отмечены следующие стадии развития разряда
в лампах типа ДРЛ: возникновение вспомогательного тлеющего
разряда между одним из основных (2) и соответствующим вспо-
могательным (5) электродами, формирование разряда между
основными электродами, переход основного разряда в дуговую
форму, разгорание лампы.
Напряжение сети обычно недостаточно для возникновения
разряда между основными электродами 2, так как расстояние
между ними составляет несколько сантиметров. Расстояние
между вспомогательными (зажигающими) и основными элект-
родами значительно меньше и выбирается таким образом, чтобы
напряжение возникновения вспомогательного разряда было
меньше напряжения сети. Более того, при оптимальных рас-
стояниях между основным и вспомогательным электродами по-
нижается напряжение возникновения вспомогательного и основ-
ного разрядов.
Рис. 5.6. Схема включения разрядных ламп с зажигающими электродами
(ЗЭ) (например, ДРЛ, см. гл. 14):
1 — разрядная лампа; 2 — основные электроды; 3 — зажигающие электроды; 4 — дрос-
сель; 5 — ограничительные сопротивления
Рис. 5.7. Зависимости напряжения возникновения вспомогательного разряда
иъ и зажигания основного разряда (73аж лампы ДРЛ 400 Вт от расстояния
между вспомогательным и основным электродами
На рис. 5.7 показаны зависимости напряжения возникнове-
ния вспомогательного разряда и зажигания основного разряда
от расстояния между вспомогательным и основным электро-
дами.
Наличие минимума в зависимости напряжения возникнове-
ния вспомогательного разряда от расстояния между основным
и вспомогательным электродами объясняется так же, как и
в кривых Пашена, хотя подобие pl не соблюдается вследствие
неоднородности электрического поля во вспомогательном проме-
жутке.
Зависимость напряжения зажигания от расстояния между
основным и вспомогательным электродами имеет такой же ха-
рактер, как и зависимость напряжения возникновения вспомо-
гательного разряда, что говорит о взаимосвязи между перечис-
ленными выше стадиями зажигания ДРЛ.
На напряжение возникновения вспомогательного разряда
влияет геометрия электродов, давление и род наполняющего
газа, а также состояние поверхности электродов, характеризуе-
мое коэффициентом вторичной эмиссии, у; чем больше у, тем
ниже UB.
При формировании основного разряда плазма вспомогатель-
ного разряда служит источником зарядов (плазменным като-
дом), которые, двигаясь по направлению к противоположному
основному электроду (аноду), создают таунсендовские лавины.
При напряжении сети между электродами у анода появляется
сначала анодное свечение и возникает разряд типа «анодное
свечение» [5.6]. Далее образуется анодное свечение, которое по
Мере увеличения тока в цепи основного разряда перемещается
к плазменному катоду до слияния с ним.
Если между основными электродами приложено скачком
большое напряжение (J7>500 В), объемное свечение перемеща-
ется от плазменного катода к противоположному электроду.
На формирование основного разряда емкость стенок трубки
не влияет и роль стенок сводится к рекомбинационной поверх-
ности, причем с уменьшением радиуса трубки формирование ос-
новного разряда затрудняется.
При достижении током основного разряда значения в не-
сколько десятков миллиампер на основном электроде, служа-
щим катодом, образуется катодное пятно, разряд переходит
в дуговую форму и ток ограничивается внешним сопротивле-
нием.
В процессе протекания тока идет разогрев электродов и го-
релки, что приводит к увеличению парциального давления рту-
ти. В следующий полупериод сетевого напряжения катод и анод
меняются местами, а процессы протекают так же.
Установившийся режим (при полном испарении ртути и ус-
тановлении температурного режима горелки, колбы и электро-
дов) наступает через 3—7 мин после включения ртутной лампы
ВД.
В процессе работы лампы материал покрытия основных
электродов распыляется и может попасть на зажигающий элек-
трод, тогда роль катода при возникновении вспомогательного
разряда может выполнять зажигающий электрод, а роль ано-
да— основной. Развитие разряда в этом случае приводит к по-
явлению катодного пятна на зажигающем электроде.
5.3. ВОЛЬТ-АМПЕРНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ И РАБОТА
РАЗРЯДНЫХ ЛАМП НА ПОСТОЯННОМ ТОКЕ
Вольт-амперные характеристики. При расчетах и анализе
электрических процессов в контуре с разрядной лампой широко
используется метод рассмотрения лампы как целого. В этом
случае лампа представляется в виде пассивного двухполюсника
с определенной зависимостью между протекающим по нему то-
ком и напряжением на выходе. Эта зависимость, как известно,
называется вольт-амперной характеристикой разрядной лампы.
Аналогичным образом другие элементы цепи представляются
своими ВАХ. Далее расчеты и анализ цепей с разрядной лампой
производятся известными в электротехнике методами.
Полная ВАХ разряда называется статической тогда, ког-
да каждая ее точка соответствует установившемуся во времени
режиму в данных условиях (см. рис. 5.1). Конкретный вид ста-
тической ВАХ зависит от типа лампы и условий разряда в ней.
Однако общий характер зависимости сохраняется и определяет-
ся процессами, происходящими в разряде и на электродах. От^
дельные участки статической ВАХ и их связь с процессами
Рис. 5.8. Условия стабилизации разряда резистором:
а — при изменении резистора r6=tga=var и Oc=eonst; б — при изменении t/c=var
и r6=const
в разряде были кратко рассмотрены выше. Под статическими
ВАХ следует понимать связь между действующими значениями
напряжения и тока на элементе контура.
Помимо статической существуют еще динамические
ВАХ, которые устанавливают связь между мгновенными значе-
ниями тока и напряжения при их быстрых изменениях во време-
ни. Они должны поэтому содержать три переменные: ток, на-
пряжение и время. С динамическими ВАХ имеем дело, рассмат-
ривая мгновенные значения и и i при работе ламп на перемен-
ном токе и в условиях нестационарных режимов (см. § 5.6).
Условия устойчивости разряда на постоянном токе. Устойчи-
вая работа разрядных ламп на падающих и горизонтальных
участках ВАХ возможна только при наличии в схеме устройств,
ограничивающих силу тока нормальными пределами.
При работе на постоянном токе в качестве стабилизирую-
щих устройств применяют главным образом резисторы, вклю-
чаемые последовательно с каждой разрядной лампой. В специ-
альных случаях возможна стабилизация при помощи генерато-
ра или резистора с нелинейно возрастающей собственной внеш-
ней ВАХ. Вообще основным свойством стабилизирующего эле-
мента должна быть отчетливо выраженная возрастающая ВАХ.
Обозначим ЭДС генератора Ег, его внутреннее сопротивле-
ние гг, сопротивление балласта Гб, падение напряжения на лам-
пе ил и силу тока I. Тогда согласно закону Кирхгофа
Дг=7гг+7гб+Пл(/). (5.17)
Нахождение параметров устойчивого режима нагляднее и
проще проводить графически. Примем, что Гб не зависит от то-
ка, ЭДС генератора постоянна, а его внутреннее сопротивление
настолько мало, что при всех значениях тока напряжение на
зажимах Uc= (Ег—IrT) может считаться постоянным. Практи-
чески это имеет место во всех случаях, когда мощность генера-
тора или сети значительно превосходит мощность, потребляе-
мую лампой.
Переход разряда из одной точки ВАХ в другую и установле-
ние той или иной формы разряда можно осуществить путем
изменения Гб при постоянном значении Uc (рис. 5.8,а) и путем
изменения Uc при постоянном Гб (рис. 5.8,6).
На рис. 5.8,0 кривая (7Л (участок abc) изображает падаю-
щий участок ВАХ разрядной лампы, соответствующий дуговому
разряду. Проведем из точки d, соответствующей Uc при нуле-
вом токе, вниз прямые, наклонные к линии Uc, под углами а/,
тангенсы которых в масштабе чертежа равны сопротивлениям
Гб/ (прямые 1, 2, 3, 4 и т. д.). Кривые такого типа будем назы-
вать нагрузочной ВАХ данного стабилизирующего устройства.
Очевидно, что условие (5.17) выполняется только при режимах,
соответствующих точкам пересечения линии (J7C—Дб) с ВАХ
разряда, например в точках Ь\, Ь2 и т. д.
Если бы мы подключили разрядную лампу непосредственно
без стабилизирующего устройства (гб=О) к генератору с на-
пряжением' и'с и зажгли дуговой разряд, т. е попали на падаю-
щий участок ВАХ ab2b3c (рис. 5.8,а), то условие (5.17) выпол-
нялось бы в точке Ь2. Но этот режим является неустойчивым.
Действительно, при небольшом случайном увеличении силы тока
напряжение на лампе уменьшится, избыток напряжения приве-
дет к росту тока, рост тока вызовет дальнейшее уменьшение на-
пряжения на лампе и так будет продолжаться до тех пор, пока
не произойдет разрушение какого-либо из узлов лампы или эле-
ментов контура.
При наличии падающих участков ВАХ возможны случаи,
когда линия (Uc—Ir^) пересекает ВАХ в нескольких точках
(например, точки Ь\ и Ь3 на рис. 5.8,а). Устойчивыми будут точ-
ки равновесия, для которых при небольших приращениях тока
прирост падения напряжения на балласте превышает убыль на-
пряжения на лампе:
[(AH6/,Ai) + (A^/A0]>0.
Общий метод анализа устойчивости системы в точках равно-
весия состоит в том, что рассматриваются малые приращения
вблизи точек равновесия и исследуется их поведение во време-
ни. Если отклонения затухают, то исходное состояние устойчиво,
если растут или остаются постоянными — то неустойчиво. В це-
лях упрощения обычно ограничиваются первыми производными,
т. е. задачу линеаризуют.
Если мы работаем на дуговом участке abc ВАХ, то при уве-
личении Гб при J7c=const или уменьшении Uc при r'6=const
постепенно попадаем в точку Ьп, где линия Гб касательна к ВАХ.
Дальнейшее увеличение г6 или сни-
жение Uc приводит к погасанию
разряда.
При выборе оптимального зна-
чения отношения (ил/U с) необхо-
димо стремиться обеспечить требуе-
мое качество стабилизации условий
разряда, уменьшить потери в бал-
ластном сопротивлении, а также
обеспечить устойчивость в отноше-
нии погасания. Подчеркнем, что
речь идет о поддержании самостоя-
Рис. 5.9. Стабилизация разряд-
ной лампы при работе на по-
стоянном токе при помощи не-
линейно возрастающего с то-
ком резистора
тельного разряда, а не о его воз-
никновении. Для возникновения
самостоятельного разряда и его пе-
рехода в дуговой требуется обычно
кратковременно приложить более
высокое напряжение или (и) соз-
дать условия в разряде, облегчающие «зажигание» (см. § 5.1
и 5.2).
Стабильность работы лампы. Назовем коэффициентом неста-
бильности соотношение относительного изменения силы тока,
мощности или другого параметра лампы к вызвавшему его от-
носительному изменению внешнего параметра, например изме-
нение тока при изменении напряжения сети
^=(-7-):(v-) (5Л8>
или изменение мощности лампы при изменении напряжения сети
’«'“(тггМтг)- ₽19)
Аналогично составляются выражения для определения коэф-
фициентов нестабильности от других параметров, отмечаемых
двумя индексами: первый — параметр лампы, второй — внеш-
ний. Чем меньше значение X, тем стабильнее ток или мощность
лампы. В идеальном случае, при Kmn=0, ток или мощность
лампы остаются неизменными при изменении соответствующего
внешнего параметра.
Для определения Kmn необходимо взять полное приращение
тока или мощности по приращению напряжения питания или
другого параметра.
Определим в качестве примера нестабильность мощности при
изменении напряжения питания для случая r6=const и горизон-
тального участка ВАХ. Дифференцируя (5.17), после небольших
преобразований получаем
, (5.20)
(1 — т)
где т=Пл/Пс. Из (5.20) видно, что коэффициент нестабильно-
сти растет с ростом т. Так, при т=0,5 Лри=2, при /и=0,6
Лрс/=2,5!
Аналогичные соотношения можно вывести и для других ус-
ловий, в частности для падающей или возрастающей ветви ВАХ
лампы (см. § 5.5). Более подробно см. в [5.7 и 5.8].
Потери мощности в балластном резисторе и КПД схемы.
Очевидно, что
Р Сх:=Рб-\~Р л,
откуда
Рб=Рсх(1-Пл/Пс). (5.21)
Определим КПД схемы как отношение Рл/РСх- В нашем слу-
чае можно'видеть, что
Псх==Рл/Рсх==Дл/Дс. (5.22)
Из (5.21) следует, что для уменьшения Рв и повышения щх
необходимо увеличивать Пл/Дс. Однако при этом ухудшаются
условия стабильности. Кроме того, для надежности зажигания
разряда Uc должно превосходить определенную минимальную
величину. Если принять 2ipu^2,5, то т^0,6 и цсх=0,6.
Из приведенных соотношений видно, что стабилизация раз-
рядных ламп при помощи резистора связана с большими поте-
рями мощности в резисторе.
Уменьшение потерь в балласте при сохранении качества ста-
билизации может быть достигнуто при использовании резистора,
сопротивление которого возрастает с током, или генератора
с падающей ВАХ (рис. 5.9). Расчеты проводятся аналогично.
5.4. РАБОТА РАЗРЯДНЫХ ЛАМП НА ПЕРЕМЕННОМ ТОКЕ
Подавляющее большинство разрядных ламп работает в про-
мышленных сетях переменного тока с частотой 50 Гц (в неко-
торых странах применяется частота 60 Гц). В последнее время
начинают получать распространение также схемы питания раз-
рядных ламп от источников повышенной частоты, имеющие це-
лый ряд преимуществ. Применяемые для этой цели полупровод-
никовые преобразователи частоты и балластные устройства по-
зволяют в широких пределах регулировать не только частоту,
но также и форму подаваемого на лампу напряжения и тока.
В связи с этим в последние годы уделяется все больше внима-
ния исследованиям работы ламп в таких схемах. При этом мож-
но выделить, по крайней мере, два рода задач: исследование
характеристик разряда и ламп на переменном токе разной ча-
стоты и формы и разработку схем с полупроводниковыми эле-
ментами и разрядными лампами и методов их расчета. В даш
ном параграфе остановимся только на общих особенностях
работы разрядных ламп на переменном токе преимущественно
с синусоидальной формой питающего напряжения.
При работе разрядной лампы в сети переменного тока каж-
дые полпериода происходит изменение полярности электродов
лампы и вместе с тем изменение тока в лампе на обратный так,
что каждые полпериода значение тока проходит через нуль.
Поэтому одной из важнейших функций схемы включения раз-
рядных ламп на переменном токе является создание наиболее
благоприятных условий для перезажигания разряда каждые
полпериода.
При работе на переменном токе промышленной частоты на-
чинает сказываться инерционность процессов в разряде и во
внешнем контуре (индуктивность, емкость), в силу чего зависи-
мость тока от напряжения на лампе и на других элементах кон-
тура определяется уже не их статическими, а динамическими
ВАХ, содержащими производные и и i по времени.
Динамические ВАХ разрядных ламп при работе на перемен-
ном токе могут быть получены в двух формах: в виде двух вре-
менных функций iiji—fult) и или непосредственно в виде
зависимости tin=f(i). Для расчетов контура с разрядной лам-
пой более удобна первая форма; зависимость пл=/(1) позволя-
ет более наглядно оценить инерционность разряда.
Устойчивость разряда при работе на переменном токе иссле-
дуется также методом малых возмущений (см. § 5.3). Как пока-
зывают эксперименты, и на переменном токе у подавляющего
большинства ламп дугового разряда как низкого, так и высокого
давления ВАХ, построенные для действующих значений /л и Г7Л,
имеют падающий характер. Поэтому и при работе на перемен-
ном токе лампы должны включаться в сеть только через после-
довательно включенное балластное устройство, ограничивающее
ток нормальными пределами. В отличие от постоянного тока на
переменном токе в качестве стабилизирующих элементов могут
быть использованы не только резисторы, но также дроссели и
конденсаторы, обладающие для переменного тока достаточным
для стабилизации сопротивлением.
Рассмотрим особенности работы разрядных ламп на перемен-
ном токе промышленной частоты в схемах с различными стаби-
лизирующими элементами.
Работа на переменном токе с резистором в качестве стабили-
зирующего элемента (рис. 5.10,а). В начале каждого полпе-
Риода ток почти равен нулю до тех пор, пока напряжение на
лампе не достигнет напряжения перезажигания дугового разря-
да. Далее мгновенные значения напряжения на лампе и тока
Изменяются в соответствии с динамической ВАХ лампы. В конце
йолпериода при снижении напряжения питания до определен-
Рис. 5.10. Осциллограммы
напряжения питания ис, на-
пряжения на разрядной
лампе ил, силы тока i и из-
лучения при работе с раз-
личными балластами:
а — с резистором (и3' — напря-
жение перезажигания; иг — на-
пряжение горения; ип — напря-
жение потухания; — пауза
тока в начале полупериода;
фп — то же в конце); б — с ин-
дуктивным балластом (<р — фа-
за отставания ил от Ис); в —
с чисто емкостным балластом
ного значения разряд гаснет. В следующие полпериода карти-
на повторяется в обратном направлении.
Большие паузы тока вызывают сильную пульсацию излуче-
ния и неблагоприятно сказываются на напряжении перезажига-
ния разряда и сроке службы ламп, особенно дугового разряда.
Стабилизация разряда при помощи резистора на переменном
токе, так же как и на постоянном, связана с большими потерями
энергии в резисторе. В силу указанных недостатков единствен-
ными практически используемыми вариантами этих схем явля-
ются ртутно-накальные лампы и лампы тлеющего свечения.
Работа с дросселем в качестве стабилизирующего элемента
(рис. 5.10,6). При работе на переменном токе в качестве стаби-
лизирующего элемента применяют главным образом индуктив-
ные сопротивления—дроссели. Поскольку резистивное сопротив-
ление дросселя гдр, как правило, много меньше его индуктивного
сопротивления aL№, потери мощности в дросселе оказыва-
ются значительно меньшими, чем в резисторном балласте, со-
ставляя от 5 до 50% мощности лампы (чем больше мощность
лампы, тем меньше относительные потери в дросселе). Кроме
того, в отличие от резистора мгновенное падение напряжения на
дросселе пропорционально не току, а его производной и№та
ttLj^dildt). Появляющийся благодаря этому сдвиг фаз между
напряжением сети и током приводит к уменьшению пауз тока,
поскольку к моменту прохождения тока через нуль напряжение
сети уже имеет некоторую величину обратного знака, и, таким
образом, разряд вспыхивает вновь, едва успев погаснуть. Бла-
годаря этому уменьшаются паузы тока и излучения и улучша-
ются условия перезажигания разряда, что обеспечивает более
благоприятные условия для работы катодов. В этом заключа-
ются главные преимущества стабилизации при помощи дрос-
селя.
К недостаткам дросселей следует отнести большую массу,
составляющую от 10 до 30 кг/кВт мощности лампы, большие
габариты и низкий коэффициент мощности установки, обычно
равный 0,5—0,6. Для его повышения применяют включение кон-
денсаторов.
Стабилизация при помощи трансформатора или автотранс-
форматора с большим магнитным сопротивлением. По своим
электрическим характеристикам трансформатор или автотранс-
форматор с большим магнитным сопротивлением эквивалентен
сочетанию обычного трансформатора с дросселем, но выгодно
отличается от последних меньшей массой, размерами и потеря-
ми. Повышающие трансформаторы с большим магнитным со-
противлением обычно применяются в тех случаях, когда напря-
жение зажигания или горения лампы выше напряжения сети,
например для трубок высокого напряжения, МГЛ и др. Коэф-
фициент мощности установки оказывается в этом случае низ-
ким. Как стабилизирующий элемент они имеют те же достоинст-
ва и недостатки, что и дроссели. Осциллограммы при работе
лампы имеют такой же вид, как и осциллограммы при работе
с дросселем в качестве балласта.
Работа с емкостью и емкостно-индуктивными стабилизирую-
щими элементами. Емкость не ограничивает максимальное зна-
чение тока; ее стабилизирующее действие проявляется в ограни-
чении количества зарядов, проходящих через цепь в каждые
полпериода. Вследствие этого при стабилизации разряда на
промышленной частоте только емкостью каждые полпериода
возникают большие кратковременные толчки тока и следующие
за ними большие паузы тока и излучения (рис. 5.10,в). Такой
Рис. 5.11. Рост напряжения переза-
жигания при увеличении паузы за
счет уменьшения напряжения пи-
тания;
1, 2, 3 — мгновенные значения напряжения
питания »с 1г 2, 3’ 4 —мгновенные значе-
ния ил; 5— изменение и3'— перезажигания
режим работы ламп неприем-
лем для освещения и очень па-
губно сказывается на работе
самокалящихся активирован-
ных электродов. Поэтому ста-
билизация разряда с помощью
только емкости при работе
ламп в сети переменного тока
частотой 50 Гц не применяет-
ся (кроме ламп ДКсТ, см.
стабилиза-
гл. 19). Применение чисто емкостного балласта для
ции оказывается возможным при работе ламп в сети с повышен-
ной частотой, начиная от 400 Гц и выше. Часто для стабилиза-
ции применяют последовательное включение дросселя и кон-
денсатора с лампой. В этом случае благодаря наличию
индуктивности толчки тока сглаживаются, а паузы тока и из-
лучения уменьшаются.
Напряжение перезажигания при работе ламп на переменном
токе. При работе разрядных ламп на переменном токе во многих
случаях каждые полпериода при перезажигании наблюдается
пик напряжения на лампе и'г, называемый пиком перезажига-
ния (рис. 5.10,6).
Появление пиков перезажигания связано с остыванием элек-
тродов и деионизацией плазмы после погасания разряда. Это
ведет к тому, что для зажигания разряда в обратном направле-
нии необходимо затратить дополнительную энергию на восста-
новление плазмы в столбе, на образование плазмы в приэлек-
тродных частях разряда, а иногда и местное нагревание элек-
трода в районе катодного пятна. Чем больше эта энергия, тем
больше требуемое для перезажигания напряжение и тем боль-
ше величина пика перезажигания, и наоборот. Очевидно, что
чем больше пауза тока и чем быстрее происходит деионизация
плазмы и остывание электродов, тем больше возрастает напря-
жение, необходимое для перезажигания разряда в обратном
направлении, и тем больше становятся пики перезажигания. На
рис. 5.11 схематически показаны условия перезажигания в зави-
симости от напряжения сети при работе с резистором в качестве
балласта. Мгновенное значение напряжения сети должно быть
выше напряжения перезажигания и'3, иначе лампа не перезаж-
жется. со енно остро эта про лема возникает при работе ме-
таллогалогенных ламп (см. гл. 15—17).
Анализ причин появления пиков перезажигания должен про-
водиться конкретно для каждого типа ламп. Так, в люминес-
центных лампах небольшие пики перезажигания связаны с явле-
ниями в столбе, а не на электродах [0.10]. Электроды, накален-
ные в анодный полупериод, не успевает остыть к началу
следующего полпериода, и разряд переходит в дуговой, минуя
стадию тлеющего разряда.
В дуговых лампах ВД и СВД с самокалящимися элек-
тродами появление пиков перезажигания часто связано с деио-
низацией плазмы вблизи электродов. Так, в ртутных лампах
ВД и СВД при работе в сети переменного тока с частотой
50 Гц и резистором в качестве балласта после погасания разря-
да в конце каждого полпериода непосредственно перед элек-
тродами появляется темная область, расширяющаяся по мере
увеличения паузы тока. Особенно отчетливо это явление наблю-
дается в ртутных лампах СВД при их работе на постоянном
токе в режиме кратковременных периодических выключений
разряда (см. [4.3]). Образование этой области свидетельствует
о более быстрой деионизации плазмы у электродов, чем в стол-
бе. Вместе с увеличением ширины темной области растет и ве-
личина пиков перезажигания.
Пики перезажигания уменьшаются при уменьшении работы
выхода электронов из электродов и повышения температуры по-
следних. Чем менее теплопроводен газ, наполняющий лампу,
тем меньше пики перезажигания. При нагреве электродов выше
определенной температуры и переходе дуги в форму без катод-
ного пятна (см. гл. 9) одновременно происходит скачкообразное
исчезновение пиков перезажигания [0.9].
Большая величина пиков перезажигания, связанных с боль-
шой величиной околокатодного падения потенциала, сопровож-
дается усиленным распылением электродов и сокращением их
срока службы. Поэтому при разработке ламп и схем их пита-
ния необходимо стремиться по возможности к уменьшению пи-
ков перезажигания. Для этого необходимо улучшать эмиссион-
ные свойства электродов, облегчать условия образования около-
катодных частей разряда, увеличивать время деионизации раз-
ряда. Схемы должны обеспечивать работу без пауз тока.
Работа разрядных ламп на повышенной частоте имеет сле-
дующие преимущества по сравнению с работой на частоте
50 Гц [0.9, 5.8]:
1) увеличивается начальная световая отдача лампы;
2) замедляется снижение светового потока в процессе экс-
плуатации;
3) улучшаются условия перезажигания и повышается срок
службы катодов;
t
t
Рис. 5.12. Осциллограммы тока и напряжения (/) и динамические ВАХ (Я)
люминесцентной лампы мощностью 40 Вт при трех частотах для трех основ-
ных типов балластов:
с — индуктивный; б — резистивный; в — емкостный (библиографию см. в [0.9])
4) уменьшаются масса и размеры пускорегулирующей аппа-
ратуры (ПРА);
5) уменьшаются потери в ПРА;
6) уменьшаются или практически исчезают пульсации излу-
чения и связанные с ними стробоскопический эффект и зритель-
ное утомление;
7) повышается коэффициент мощности лампы.
Основное различие в условиях работы ламп при переходе на
повышенную частоту заключается в том, что чем выше частота
питающего напряжения, тем меньше успевают остыть электро-
ды и деионизоваться плазма разряда к моменту перезажигания
лампы. Концентрация электронов практически не успевает из-
меняться в течение полпериода. Это проявляется в том, что
с повышением частоты питающего напряжения синусоидальной
формы уменьшаются, а затем исчезают пики перезажигания,
а кривые напряжения и тока на лампе для всех типов балластов
постепенно сближаются по форме.
Из рис. 5.12 отчетливо видно, что уже на частоте 50 Гц ВАХ
люминесцентной лампы заметно отличаются от статических,
а с повышением частоты для всех типов балластов они превра-
щаются в почти линейные так, что уже при 1000 Гц лампа ведет
себя как резистор.
Аналогичные изменения характеристик с повышением часто-
ты наблюдаются и у разрядных ламп ВД, что свидетельствует
о единой природе процессов в разряде, вызывающих эти измене-
ния (см. § 5.5 и 5.6).
Питание разрядных ламп повышенной частотой нашло прак-
тическое применение пока для люминесцентных ламп (см.
§ 12.3), хотя отмеченные выше преимущества питания разряд-
ных ламп током повышенной частоты должны сохраняться и для
ламп ВД и СВД. Основными причинами, сдерживающими в на-
стоящее время широкое применение питания разрядных ламп
токами повышенной частоты, являются отсутствие достаточно
дешевых преобразователей частоты, а также необходимость пер-
воначальных затрат на переоборудование установок. Однако нет
сомнений в том, что по мере снижения стоимости электронных
приборов создание таких установок будет расширяться.
Более конкретно условия работы тех или иных ламп на по-
вышенных частотах описаны в соответствующих главах.
5.5. ОСНОВНЫЕ СООТНОШЕНИЯ ДЛЯ КОНТУРА С РАЗРЯДНОЙ
ЛАМПОЙ в цепи переменного тока ПРИ ВОЛЬТ-СЕКУНДНЫХ
АППРОКСИМАЦИЯХ
Соотношения для контура с разрядной лампой должны да-
вать возможность рассчитывать и анализировать характеристи-
ки различных типов ламп и других элементов контура во всех
основных типах схем и при всех режимах работы ламп.
Рис. 5.13. Принципиальные схемы
включения разрядных ламп в сеть
переменного тока с различными ста-
билизирующими элементами:
а ~ резистор; б — индуктивность (дрос-
сель); в — емкость (конденсатор): г—ин-
дуктивность и емкость; д — повышающий
автотрансформатор с большим магнитным
сопротивлением; е — повышающий транс-
форматор с большим магнитным сопро-
тивлением
Рис. 5.14. Наиболее употребительные
в расчетах идеализированные формы
кривых напряжения и тока на лампе
На рис. 5.13 показаны принципиальные схемы стабилизации
разрядных ламп основными стабилизирующими элементами.
Исходными уравнениями для расчетов на переменном токе
с различными типами балластов являются уравнение Кирхгофа
для мгновенных значений ЭДС и падений напряжений в за-
мкнутой цепи и обобщенный закон Ома. Для решения этих
уравнений должны быть заданы динамические ВАХ разрядной
лампы и других элементов цепи, а также закон изменения ЭДС
или тока от времени. Ввиду отсутствия достаточно точных и в
то же время простых аппроксимаций электрических характери-
стик ламп дифференциальными уравнениями и сложности их
решения в инженерных расчетах предпочитают пользоваться
вольт-секундными аппроксимациями ил(/), не содержащими
производных (в литературе их часто называют алгебраически-
ми). Таким путем удается рассчитывать с достаточной точно-
стью рабочие режимы на промышленной и повышенных часто-
тах в условиях, когда форма ил(/) практически не зависит от
формы 1л(/). Однако расчеты режимов при широких вариациях
частоты, а также импульсных режимов с полупроводниковыми
устройствами, которые получают все большее распространение,
возможны только при помощи дифференциальной аппроксима-
ции.
Для практического выполнения расчетов при помощи вольт-
секундных аппроксимаций фактические кривые мгновенных зна-
чений Uji(t) (см. рис. 5.10) аппроксимируют упрощенными кри-
выми, по форме приближающимися к действительным, но удоб-
ными для расчетов (рис. 5.14). Рисунок 5.14,а соответствует ра-
боте лампы с резистором в качестве балласта, рис. 5.14,6, в —
работе с дросселем и последовательно соединенными дросселем
и конденсатором. На повышенных частотах для всех типов бал-
ластов широко применяется линейная аппроксимация ВАХ «л=
Действующие значения величин рассчитываются, как обыч-
но, путем интегрирования мгновенных значений.
Дальнейший расчет может проводиться одним "из следую-
щих методов: эквивалентных синусоид, гармонического анализа
и синтеза, припасовывания и операторным методом. Ниже дано
краткое описание первых трех методов.
Метод эквивалентных синусоид был развит Р. Г. Извековым
в 1940 г. применительно к расчету рабочих режимов разрядных
ламп, работающих на промышленной частоте, и до сих пор ши-
роко применяется при оценочных расчетах (см. [5.8—5.9]).
Пользуясь методами гармонического анализа, Р. Г. Извеков по-
казал, что действующие значения напряжений на лампе и бал-
ласте всегда можно свести к эквивалентным синусоидам, а их
фактическую несинусоидальность учесть введением некоторого
сдвига фаз ф (рис. 5.15), величина которого вычисляется мето-
дами гармонического анализа. Тогда расчет действующих вели-
чин в контуре с разрядной лампой и балластом сводится к рас-
чету обычной векторной диаграммы. Рисунок 5.15,а соответст-
вует схеме с резистором, а 5.15,6 — с дросселем. Действующее
напряжение на балласте U6 равно:
С7б2= ис2-\-ил2—2исил cos (ф—чр), (5.23)
где U — действующие значения соответствующих напряжений;
ф— угол, величина которого зависит от формы кривых напря-
жения и тока на лампе.
Принимая напряжение на лампе в форме трапеции и ток в
форме треугольника, Р. Г. Извеков нашел, что для большинст-
ва практически важных случаев ф<=«10^-20° и соответствует от-
ставанию тока от напряжения на лампе.
Поскольку угол ф зависит от типа балласта и от отношения
Un/Uc и, следовательно, заранее неизвестен, Uq удобнее нахо-
дить из несколько другого выражения. Как видно из рис. 5.15,6,
уравнение (5.23) легко преобразовать к следующему виду, удоб-
ному для определения нагрузочной характеристики балласта:
Пс2^Пб2+[7л2+2С7б[7л sin (ф+е). (5.24)
Решая это квадратное уравнение относительно (7б, находим
576 = Uc [К 1 —m2cos2(<p-|-s) — яг sin (фе)], (5.25)
где т=ил/ис.
Угол е (рис. 5.15,6) характеризует тип балласта. Для чисто
индуктивного балласта е=0, для чисто активного е—л/2, а для
чисто емкостного е=—л/2. Напомним, что при чисто емкостном
балласте на промышленной частоте вольт-секундная и ампер-
секундная кривые разрядных ламп резко отличаются от приня-
тых в расчете и поэтому рас-
чет не правомочен.
Задавая значения Uc, т и
углы фи е, из (5.25) находим
Пб.
Рабочий режим лампы оп-
ределится как точка пересече-
ния нагрузочной, т. е. внешней,
ВАХ балласта с ВАХ лампы.
Его удобнее всего находить
графически (рис. 5.16).
Рис. 5.15. Векторные диаграммы кон-
тура с разрядной лампой, построен-
ные для эквивалентных синусоид:
а — резистивный балласт; б — иидуктив;
ный балласт с потерями
Рис. 5.16. Построение (а) и вид нагрузочных характеристик при различных
типах балластов (б):
1 — резистор; 2 — дроссель; 3 — конденсатор н дроссель
Нагрузочные ВАХ различных типов балластов находим из
выражения (5.24). Для этого построим векторную диаграмму
напряжений. U^—Z^I, где Ze — полное сопротивление балласта;
/ — эффективный ток в контуре. Примем, что Ze=const. Нагру-
зочная характеристика балласта получится как функция ил—
при подключении к данному балласту (е—const) ламп
с различными напряжениями (принимая, что if>=const). При
этом точка В на рис. 5.16,а будет перемещаться по дуге АСВО,
так что угол а, равный л/2-|-ф-|-е (см. рис. 5.15,6), будет оста-
ваться постоянным. При закороченной лампе (точка О), т. е.
при включении балласта непосредственно в сеть, получим ток
короткого замыкания IK.3—UCIZ^, при разомкнутой цепи лампы
(точка А) — напряжение питания при холостом ходе Uc. Поря-
док построения нагрузочной характеристики балласта ясен из
рис. 5.16,а.
Вид нагрузочной характеристики балласта определяется уг-
лом, который зависит главным образом от угла е, т. е. от типа
балласта (рис. 5.16,6).
Значение Z§ для конкретного расчета находим, зная для ка-
кой-либо точки характеристики Й6 и I. Например, если извест-
ны 1)с, т и Рл, то можно найти ток I=Pd(mUCcos<p), величину
t/'e из (5.25) и Z6=/76//.
Аналогичные выражения были получены А. Л. Вассерманом
для емкостного ПРА с ксеноновой лампой.
Анализ работы разрядных ламп с ПРА удобно проводить,
представляя электрические характеристики дросселя и лампы
в координатах Рл, 11л. Нагрузочная характеристика дросселя
в этой системе координат получается путем умножения ордина-
ты /Др на кпил, тогда Рл=кпил1, где / находится из внешней
(нагрузочной) ВАХ дросселя: I—U№IZ№. Выражения /7др через
Йс и ил даны выше. Аналогично находим вольт-мощностную
характеристику лампы путем умножения ординаты ВАХ на
и получаем Рл — knUjJ, где / находится из ВАХ самой
лампы. Рабочая точка лампы определяется как точка пересе-
чения вольт-мощностных характеристик дросселя (нагрузочной)
и лампы. Пример подобного графика приведен на рис 18.38.
Метод эквивалентных синусоид дает погрешность до 15% на
промышленной частоте даже при расчете простейших линейных
схем. Он не дает возможности получать мгновенные значения
величин, не позволяет оценить искажения тока лампы, найти
условия работы без пауз тока и т. д. Его целесообразно приме-
нять в тех случаях, когда напряжение и ток на лампе близки
к синусоидальным, т. е. при частотах свыше 400 Гц.
Метод гармонического анализа впервые был применен
Г. Штаухом в 1939 г. В дальнейшем его широко использовал
целый ряд советских и зарубежных специалистов. В 70-х годах
он получил свое завершение в работах А. М. Троицкого (более
подробно, а также библиографию см. в [5.7]).
По этому методу напряжение на лампе разлагается в ряд
Фурье. Затем методом наложения определяются мгновенные
значения токов в контуре, при этом токи, напряжения и мощ-
ности, вообще говоря, получаются в виде сумм бесконечных
рядов. Г. Штраух и другие авторы либо ограничивались рас-
смотрением нескольких гармонических составляющих, либо ап-
проксимировали форму напряжения на лампе в таком виде, что-
бы можно было вычислить эти суммы. Удобна с этой точки зре-
ния прямоугольная форма (см. рис. 5.14,6). Расчеты контуров
для такой формы даны в [5.9]. А. М. Троицкий [5.7] для схем
с линейными дросселями нашел полные суммы функциональных
и числовых рядов. Оказалось, что- эти суммы зависят лишь от
двух переменных: отношения a=r!XL— активного сопротивле-
ния контура г к индуктивному Xl по первой гармонике и отно-
шения k=Xc)XL — емкостного сопротивления к индуктивному и
тоже по первой гармонике. Суммы были протабулированы, что
существенно упростило расчеты. В качестве наиболее общей эк-
Бивалентной схемы контура принята схема с последовательно
включенными L, С и г, к которой можно свести все схемы вклю-
чения с любым сочетанием балластов L, С и г.
К достоинствам метода относятся возможность расчета кон-
туров с любым сочетанием последовательно соединенных г, L
и С при любой форме питающего напряжения и возможность
применения сложной трапецеидальной и четырехугольной аппро-
ксимации напряжения на лампе. Метод обеспечивает достаточ-
ную для инженерной практики точность (погрешность в самых
худших случаях не превышает 15%).
К недостаткам этого метода относится то, что его примене-
ние ограничено схемами с линейными балластными элементами.
Метод припасовывания (непосредственного интегрирования
мгновенных значений) для расчета электрических цепей с раз-
рядными лампами был применен и развит А. Е. Краснопольским
[5.7]. По этому методу форма мгновенного напряжения на лам-
пе принимается не зависящей от формы тока и аппроксимиру-
ется подходящим алгебраическим выражением. Затем произво-
дится интегрирование дифференциальных уравнений цепи
с принятой формой мгновенных напряжений на лампе. Интег-
рирование производится по отдельным участкам, а полученные
на отдельных участках решения припасовываются друг к другу
с учетом условий непрерывности.
Приводим некоторые из полученных этим методом величин
для контура с линейным индуктивным балластом без потерь и
при отсутствии пауз тока (ил(/ — рис. 5.14,в; i(t)—5.14,а):
^др = [7с]/ 1—т2 — 1,14гаЗ]Л —1,23га2; (5.26)
/л0 = (C7c/<oLo) 1 — 1 , 18//л2 —1,14тЗ ]/1 — 1,23т2; (5.27)
Рл0 =*= (UetiilaLJ (0,9 ]/1 — 1,23т2 — 0,64тЗ); (5.28)
«=(£/!—£72)/2£7г (см. рис. 5.14,в).
Линейный дроссель с потерями. Оценочные расчеты парамет-
ров такого дросселя U№, /др можно проводить, заменив в фор-
мулах (5.26) и (5.27) значение m на
тб^((7д/(7с)(1+О,8Рб/Рл). (5.29)
На рис. 5.17,а показаны зависимости U№HJ(- от те при 6=0
и 0,25. Экспериментальные точки для различных типов ламп
хорошо ложатся на кривую с 6=0,25. На рис. 5.17,6 приведены
зависимости <р, &л и 111к,3 от m^.
Нелинейные индуктивные и индуктивно-емкостные балласты
с потерями [5.7]. Это наиболее общий и часто встречающийся
на практике случай. При расчете рабочих характеристик раз-
рядных ламп со стандартными индуктивными балластами с до-
Удр
Ус
0,8
0,6
у#
У,2
О 0,2 0,4 . 0,6 Шх
а)
Рис. 5.17. Зависимости характеристик разрядных ламп от mt,:
а — зависимость Ij№!Uc от т6« ((7л/(7с)Х (1+0,8Р&Фл) для 6=0 (-------) и 6=0,25
(-----); экспериментальные точки: О — ДС=40 Вт; X — 80 Вт; А — ДРТ; б — зави-
симости основных электрических параметров от иг6
статочной для практики точностью их можно считать линейны-
ми, поскольку нелинейность сказывается в основном на значе-
нии пускового тока.
Практически инженерный расчет линейных индуктивных и
индуктивно-емкостных балластов с потерями А. Е. Краснополь-
ский предлагает проводить графически при помощи векторных
диаграмм. Но в отличие от метода эквивалентных синусоид для
повышения точности в векторную диаграмму вводится не от-
дельно разрядная лампа и индуктивный балласт, имеющие рез-
ко несинусоидальные формы напряжения, а эквивалентное на-
пряжение на лампе, включенной последовательно с линейным
индуктивным балластом без потерь. Это напряжение, обозна-
ченное индексом Э, имеет примерно синусоидальный характер
и поэтому может применяться при построении векторных диа-
грамм (см. рис. 5.13,г и [5.7]).
Параметры балласта в той или иной схеме определяются гра-
фически при заданных Рб и Uc методом последовательных при-
ближений. Для начала принимают (oLt=j/ £/с2—Ui2/I (см., на-
пример, в [5.8]).
Стабильность работы лампы. Общие выражения для опреде-
ления коэффициентов нестабильности были приведены в § 5.3.
Обозначим крутизну статической характеристики разрядной
лампы через
<5-30)
В большинстве случаев р<0.
Практически наиболее важно обеспечить максимально воз-
можную стабильность мощности лампы при колебаниях напря-
жения питания и разбросе параметров ламп и балластов. Влия-
ние колебаний напряжения питания на мощность лампы опре-
деляем, дифференцируя при &n=const и 6=0 выражение
X = (. (5.31)
\ Рл J \ U I 1+ 1,18тб2(Р-1)
Аналогично при изменении напряжения на лампе
Я _ (\ ---1-2,36т52— (5.32)
\ Рл / \ ил J 1+ 1,18т52(Р~ 1)
При изменении параметров дросселя
Я = { аРл \ \ (1 —1,18/пб2) (р+ 1) (5 33)
ЛР I Рл / \ coL / 1+ l,18m62(p-l) J
Увеличение выше 0,6—0,65 в схеме с линейным балластом
не может быть рекомендовано, так как приводит к быстрому
ухудшению стабильности. Более подробно см. в [5.7, 5.8].
S.6. ДИНАМИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ СТОЛБА РАЗРЯДОВ
Все режимы работы разрядных ламп, при которых начинают
сказываться инерционные свойства процессов в разряде, будем
называть динамическими.
Работа разрядных источников оптического излучения в раз-
личных динамических режимах широко применяется на прак-
тике. К числу наиболее важных и типичных областей такого
применения относятся работа ламп в импульсных режимах с са-
мой различной длительностью, частотой и энергией вспышек
(сюда же следует отнести газоразрядные лазеры, работающие
в импульсном режиме), работа ламп в режимах модуляции и
работа осветительных разрядных ламп массового применения
на переменном токе различной частоты и формы, в общем назы-
ваемыми режимами амплитудно-частотной модуляции.
В этом параграфе остановимся на динамических характери-
стиках столба преимущественно осветительных разрядных ламп
низкого и высокого давления. Требования к импульсным и мо-
дуляционным разрядным лампам и схемам их питания, а также
условия работы ламп и их конструкции настолько специфичны,
что все эти вопросы целесообразно рассматривать отдельно (см.,
например, [5.16—5.17]).
Принципиальное отличие разрядов, изменяющихся по време-
ни, от разрядов на постоянном токе заключается в том, что при
достаточно быстрых изменениях внешних условий, например,
напряжения питания, происходит изменение состояния плазмы,
при этом каждый из процессов (ионизация, возбуждение, реком-
бинация и т. д.) перестраивается в соответствии с новыми усло-
виями с характерной для него скоростью. Для правильного опи-
сания явлений перехода разряда в новое состояние и опреде-
ления времени этого перехода необходимо учитывать не только
внешние резервуары энергии, но и в самом разряде, вызываю-
щие инерционность перехода из одного состояния в другое, и
оценить скорости различных процессов перехода в зависимости
от условий разряда и изменения внешних условий.
Основные резервуары энергии разряда. Ими являются [0.2]:
1) магнитная энергия тока
(5.34)
При расчете индуктивности L необходимо обязательно брать замкнутый кон-
тур;
2) энергия электрического поля
WE = —ee0E*; (5.35)
3) энергия ионизации атомов
(5-36)
k
где k — род ионизуемых атомов;
4) энергия возбужденных атомов
^в (5-37)
т
где т — уровень возбуждения;
5) кинетическая энергия электронного газа
№'ек=ПеВе; (5.38)
6) то же нейтральных атомов
W7у. = &(пгТг—ИоТ’о) g В(Р Ра) • (5. 39)
Сюда необходимо добавить также энергию нагрева электродов и колбы,
а также резкие изменения плотности и давления, возникающие при резких
изменениях выделяющейся энергии, например, в импульсных разрядах.
Сравнение перечисленных резервуаров энергии разряда показывает, что
они в очень большой степени зависят от условий разряда. Если относить
рассмотренные виды накопленной энергии к единице длины столба, то оказы-
вается, что магнитная энергия при токах до десятков ампер играет незначи-
тельную роль, но поскольку растет пропорционально Г1, то при токах в сотни
ампер может стать основным резервуаром.
Энергии Wi, Wck и WB — величины примерно одного порядка. Кинетиче-
ская энергия нейтральных атомов Wt при НД и малых плотностях тока, на-
пример в люминесцентных лампах, незначительна. Однако с ростом давления
и плотности тока WT быстро возрастает и становится основным резервуаром
энергии (только при весьма больших токах уступая Ми). Энергия электри-
ческого поля обычно весьма мала. Она может играть заметную роль только
в специальных случаях, например при зажигании или работе на СВЧ.
Таким образом, в каждом конкретном случае разряда необходимо учи-
тывать свои главные резервуары энергии. Поясним подход к вопросу на при-
мере двух типичных разрядов: разряда НД с диффузионным режимом и тер-
мической дуги ВД.
Уравнения столба разрядов НД в динамических режимах.
Основы теории нестационарных разрядов были разработаны
В. Л. Грановским в 1940 г., но составленные им нелинейные
дифференциальные уравнения не могли быть тогда решены из-
за сложности решения и неопределенности входящих в них
функций (см. [0.2]). К настоящему времени накоплен большой
материал о происходящих в столбе элементарных процессах и
их роли в различных условиях разряда, а появление и широкое
внедрение в практику быстродействующих ЭВМ сделали воз-
можным численное решение систем нелинейных дифференциаль-
ных уравнений.
Для построения динамической теории столба разрядов низ-
кого давления (НД) необходимо составить и решить систему
нестационарных уравнений баланса возбужденных атомов на
соответствующих уровнях, баланса заряженных частиц, баланса
мощности и проводимости или тока, рассмотренную в § 3.5.
В зависимости от условий разряда [состав наполняющих га-
зов и паров, их парциальные давления, i(t) или £(/) и <£] и
поставленных задач в этих уравнениях должны быть учтены не-
обходимые процессы и сделаны подходящие упрощения. В этом
отношении уравнения будут полностью совпадать с соответст-
вующими уравнениями, рассмотренными в гл. 3. Отличие заклю-
чается в том, что, во-первых, в уравнениях баланса сохраняют-
ся члены, учитывающие изменения соответствующих величин по
времени, во-вторых, в систему уравнений необходимо включить
параметры источника питания и схемы включения, поскольку
в данном случае они определяют изменение режима разряда по
времени.
Поясним вид системы этих уравнений на предельно упрощен-
ном примере трехуровневой схемы и усредненных по сечению
значениях п0, пе и пЕ (см. § 3.5):
dflM^ ' = аов попе — (aBi пе + ₽в0 Пе + 1 Мил) «в‘, (5.40)
dtle^- = («0£ «О + <А) Пе — пе (1Л6НП); (5-41)
_^ = е&еЕ2-№е£; (5.42)
at
i(t)^ene(t)be(t)E(t)r.^- (5.43)
Всю эту систему уравнений решаем на ЭВМ, при этом полу-
чаем мгновенные значения пе, пв, Те в зависимости от времени.
По этим электрокинетическим характеристикам находим мгно-
венные значения излучения, вольт-амперные и другие характе-
ристики разряда, а далее действующие значения величин.
Из работ, выполненных в этом направлении, отметим работы
.Дропа и Польмана с сотрудниками, разработавших модель
столба ртутных и натриевых разрядов НД [5.10]. Они решили
задачу глубокомодулированного ртутного разряда НД с добав-
кой Ne (1330 Па). В уравнение баланса были включены пять
уровней ртути. В дальнейшем эта модель была использована
ими для исследования частотных характеристик столба ртутного
разряда НД с добавкой Аг и для натриевого разряда НД (трех-
уровневая схема). При коэффициенте модуляции до 50% наблю-
далось удовлетворительное совпадение с экспериментом. Более
глубокая модуляция приводила к значительным расхождениям,
которые авторы объясняли увеличением доли быстрых электро-
нов при быстром возрастании электрического поля (см. ниже
мнение Д. Уэймуса).
Большая серия экспериментальных и теоретических исследо-
ваний столба разряда НД в смеси паров ртути с Аг и Ne при
повышенной частоте питания (10 и 20 кГц) и при импульсной
модуляции тока была выполнена сотрудниками ЛГУ [5.11].
В работах, выполненных в 80-х годах, принималась шестиуров-
невая модель атома ртути, учитывалась прямая и ступенчатая
ионизация, немаксвелловское распределение энергии электронов,
зависимости ^еиг от es, усредненные по сечению концентрации
(см. § 3.5). Более подробно см. в [5.11].
А. Вашкис [5.12] разработал математическую модель плаз-
мы столба разряда люминесцентных ламп (Hg-f-Ar), в которой
использована пятиуровневая схема атомов ртути 63Рг, б3/3] и
G’Pi, учтены прямая и ступенчатая ионизация и переходы б3/3^
-э-63/3!. В целях упрощения расчетов принималось максвеллов-
ское распределение скоростей электронов, а выход резонансного
излучения 185 и 254 нм рассчитывался с учетом величин zoi, 22i
и ?оз без учета переизлучения и тушения.
Расчетные исследования были проведены им для ЛЛ с дли-
ной 1,2 м, di=36 мм, p(Hg)=0,8 Па, р(Аг)=400 Па при ее
питании через балластный резистор сопротивлением 290 Ом от
источника напряжения 220 В различной частоты при четырех
Рис. 5.18. Изменение мгновенных значений (расчет по пятиуровневой схеме)
характеристик плазмы столба ЛЛ в течение периода при питании синусоидаль-
ным и несинусоидальным напряжением с частотой 1 кГц [5.12]:
а —1—4 — использованные в работе формы выходных напряжений источников питания;
б — мгновенные значения Те, Е, Фрез, лм и пе при форме напряжения питания 4
резко различных по форме кривых напряжения 1, 2, 3, 4, пред-
ставленных на рис. 5.18,а. Экспериментальные исследования ЛЛ
были проведены в условиях, полностью соответствующих расчет-
ным.
На рис. 5.18,6 представлена часть полученных расчетным
путем данных для мгновенных значений параметров ЛЛ при ее
питании несинусоидальным (рис. 5.18,а, кривая 4) напряжением
с частотой 1 кГц. Особый интерес представляет поведение элек-
трокинетических характеристик ne(t), и Te(t), которые
определяют выходные параметры столба. Как видно из кривых,
Л>(0, Фрез(0, E(t) и i(t) в течение полупериода возрас-
тают от нуля до максимума и вновь падают до нуля. Исключе-
ние составляет ход ne(t), которая изменяется незначительно —
в пределах 10%• Наиболее широкая кривая наблюдается у Те,
причем круче всего она изменяется при малых значениях Е и
7'е, так что на подъеме она опережает рост Е, а на спаде за-
метно отстает. Наиболее узкая кривая наблюдается у пм. Кри-
вая Фрез на подъеме немного опережает ход пм, а на спаде они
практически совпадают; по форме они близки. Крутой рост пм
начинается после того, как Те достигает ~0,8rema;>;. Они почти
полностью совпадают при Temax.
Качественное объяснение хода кривых может быть сделано
на основе полуколичественного анализа системы исходных урав-
нений с упрощениями (см. ниже). В этой связи необходимо об-
ратить внимание на то, что при работе Л Л на переменном токе
из-за тесной взаимосвязи процессов нагрева и охлаждения элек-
тронного газа, образования и разрушения метастабильных и
излучающих атомов ртути и заряженных частиц эти скорости
для одного и того же процесса в зависимости от условий в раз-
ряде и характера внешнего изменения режима могут изменять-
ся на несколько порядков.
Уравнение столба термических дуг в нестационарных режи-
мах. В этих условиях, как показал В. Л. Грановский [0.2], глав-
ным резервуаром энергии в столбе такого разряда является
кинетическая энергия нейтральных атомов, иначе говоря, тепло-
емкость нагретого газа или пара. При скоростях изменения
напряжения на лампе, меньших скорости установления равнове-
сия между Те и Тг (см. гл. 4), т. е. меньших 10^5 с, можно допу-
стить, что и при переменном режиме питания успевает устанав-
ливаться в каждый момент времени ЛТР. Тогда нестационарное
уравнение баланса энергии столба дуги с цилиндрической сим-
метрией для единичного объема можно записать так:
дТ п .Id/' dT \
рср — = СЕ2 — 6 4-------— те — , (5.44)
ot 3 г dr \ dr /
где р — плотность в данной точке; Ср — удельная теплоемкость
газа или пара при данной температуре и постоянном давлении
с учетом ионизации. Остальные обозначения те же, что и в гл. 4.
Уравнение отличается от стационарного (см. гл. 4) только на-
личием левой части.
Вторым уравнением является уравнение для силы тока
Г
рТр
i(t) = E(f)\ <&wdr. (5.45)
о
Для решения этих уравнений должны быть известны значе-
ния материальных функций о, %, 6сум, р, Ср в зависимости от
температуры для конкретных условий разряда, а также закон
изменения Е по времени. Исключая из (5.44) и (5.45) Т, нахо-
дим динамическую ВАХ разряда.
Решения, предложенные различными авторами, отличались,
главным образом, видом аппроксимаций материальных функ-
ций. При этом большинство авторов, анализировавших работу
промышленных дуг пренебрегало излучением, что, конечно, не-
приемлемо для разрядных источников света.
В работе Ловке и Зольвега [5.13] эти уравнения решены для
конкретных ртутных ламп ВД (pHg—l • 105 Па) мощностью 150
и 700 Вт, работающих в цепи переменного тока промышленной
частоты с индуктивным балластом. Дифференциальное уравне-
ние для контура
Umax sin at=Lf, (сй‘М0+1'гб+(£7+Щ1к), (5.46)
где I — расстояние между электродами. Подставляя в (5.46)
зависимость E(i), найденную из (5.44) и (5.45), определяем
электрические характеристики лампы и контура.
Материальные функции в зависимости от Т рассчитаны на
ЭВМ, так же как и решения уравнений. Расчеты оказались в
хорошем согласии с экспериментом (рис. 5.19).
Ввиду сложной зависимости материальных функций от тем-
пературы решение оказалось чрезвычайно трудоемким, даже
с применением быстродействующих ЭВМ третьего поколения.
Поэтому в настоящее время этот путь, по-видимому, малопри-
годен для инженерных целей (см. § 5.7). Результаты подобных
расчетов характеристик ртутных дуг ВД на переменном токе
были опубликованы Штормбергом и Шефером в 1983 г. [4.9].
Времена релаксации и квазистационарность процессов в
плазме разрядов. Изменение электрического режима во внеш-
ней цепи первоначально вызывает изменение внешнего электри-
ческого поля, приложенного к разряду, а уже вслед за этим на-
чинают изменяться параметры плазмы, связанные с различного
рода частицами — электронами, ионами, возбужденными и нор-
мальными атомами. Времена, в течение которых происходит пе-
рестройка ионизации, возбуждения, рекомбинации, нагрева га-
за и других процессов в плазме, в результате которых разряд
переходит в новое стационарное состояние, соответствующее но-
вым внешним условиям, называются временами релаксации.
Нестационарность плазмы, т. е. инерционные свойства, оче-
видно, будет проявляться в тех процессах, время релаксации
которых значительно больше времени изменения внешнего ре-
жима. Те же процессы, у которых времена релаксации сущест-
венно меньше времени изменения внешнего режима, будут успе-
вать подстраиваться под изменение внешних условий и могут
поэтому в масштабе скорости изменения внешних условий счи-
таться квазистационарными, что значительно упрощает расче-
ты. Отсюда ясна важность этих величин для теории и практики.
Времена релаксации для различных компонент и параметров
определяются энергоемкостью соответствующего резервуара и
Рис. 5.19. Сравнение расчетных и экспериментальных значений тока и напря-
жения ртутной лампы мощностью 700 Вт при pHR=l-105 Па:
------------------------расчет;------- — эксперимент [5.13]
интенсивностью процессов обмена энергией внутри резервуара
и между ними. Они могут быть рассчитаны теоретически из
системы нестационарных уравнений, составленных для соответ-
ствующих условий разряда, примеры которых были приведены
выше, или найдены из экспериментов. Чем меньше «энергоем-
кость» и интенсивнее обмен, тем, очевидно, меньше время ре-
лаксации, и наоборот.
Для правильной оценки времен релаксации необходимо ре-
шать эти уравнения в условиях, при которых скорость измене-
ния внешнего электрического поля значительно превосходила
бы скорость изменения интересующего нас процесса в плазме.
В таких же условиях должно проводиться и экспериментальное
определение времен релаксации. С этой точки зрения целесооб-
разно изменять электрическое поле скачкообразно, ступенчато.
Исходя из этого автором еще в предвоенные годы был пред-
ложен и разработан экспериментальный метод исследования
инерционных свойств разрядов путем ступенчатого изменения
электрического поля. Экспериментальные схемы были собраны
на электромеханических ключах и тиратронах, при помощи ко-
торых ступенчато менялось внешнее активное сопротивление
либо шунтировалась лампа. Этим методом в различных моди-
фикациях в разное время исследовались многие свойства раз-
рядных ламп (см. [4.3, 0.9]).
А. Вашкис по нашей просьбе провел расчетные исследования
на своей модели ЛЛ (см. выше) при ступенчатом изменении
напряжения на лампе для следующих режимов питания: пря-
Рис. 5.20. Расчетное изменение характеристик столба разряда в ЛЛ при сту-
пенчатом изменении напряжения на лампе [5.12, 5.15]
моугольные импульсы напряжения пл=254 В длительностью
150 мкс и пауза 50 мкс; постоянное напряжение 220 В, на кото-
рое накладывались прямоугольные импульсы 100 В. Часть по-
лученных результатов приведена на рис. 5.20,а. На рис. 5.20,6
более детально показано расчетное изменение характеристик
столба ЛЛ в первые микросекунды после подачи скачка напря-
жения. Обращает на себя внимание кратковременный выброс
тока. При малой индуктивности контура и достаточно высокой
временной разрешающей способности измерительной и комму-
тационной аппаратуры он наблюдается и экспериментально
15.15]. По мнению авторов [5.15], выброс тока после паузы вы-
зван тем, что пе уменьшается менее чем на 2%, а ее падает
практически до температуры остальных частиц в разряде и при
этом подвижность электронов в аргоне значительно увеличива-
ется. Более подробно см. [5.15, 5.11, 5.12].
При подъеме напряжения время релаксации энергии элек-
тронов тел: 1,5 мкс. Малое значение объясняется тем, что полу-
чаемая в электрическом поле энергия при достаточной величине
Те быстро перекачивается в энергию возбужденных атомов и
образующихся пар зарядов. При снятии электрического поляте
значительно больше (около 30 мкс). В этих условиях быстро
исчезают электроны с энергией, достаточной для прямого воз-
буждения и ионизации, но, в то же время, электронный газ по-
лучает энергию от возбужденных, главным образом метаста-
бильных атомов ртути. Как и следовало ожидать, наиболее
медленно устанавливается процесс ионизации (пе), поскольку
его время релаксации определяется скоростью биполярной диф-
фузии. При подъеме напряжения т,»1 мс, а при снятии поля,
конечно, еще больше, т. е п на три порядка больше те. Поэтому
в режиме питания с паузами тока за время пауз длительностью
50 мкс пе практически не успевает меняться.
Эти данные позволяют в ряде случаев при расчетах и ана-
лизе электрических режимов ЛЛ ограничиваться рассмотрением
более простой системы уравнений, полагая dnjdt и dseldt рав-
ными нулю. Тогда вместо (5.40) — (5.41) получим
(5.47)
= [("о/ «о + <г «в) — 1 Лбип] пе (Q.
От пе{1) можно перейти к силе тока, помня, что i (t) = еп$еЕт!'\~
Заменяя в (5.47) 1/т6ип C’t/G-i.)2 (kTe!e) Ьг, после несложных пре-
образований получаем
проверка привели его к заключению, что за-
тока вызван тем, что при увеличении напря-
а следовательно, и энергии электронов падает
/ ьеЕ \ d [ t \ . , . , J \2 kT , лс.
\ t J Q* \ / \ г тр /
К анализу этого уравнения вернемся в следующем параграфе.
Д. Уэймаус исследовал изменение i(t) ЛЛ, работающей на
постоянном токе при наложении прямоугольных импульсов на-
пряжения с отношением «имп/^о от 1,2 до 3 и длительностью
около 18 мкс (рис. 5.21,а) [5.14]. Во всех экспериментах он
обнаружил, что при наложении импульса ток возрастал «мгно-
венно» до величины h, а далее рос постепенно, приблизительно
во экспоненте, причем за все время импульса (i(t)/i0)<
<(ияут[щ) (рис. 5.21,6). Теоретический анализ вопроса и экс-
периментальная
медленный рост
женности поля,
их подвижность за счет роста транспортного эффективного се-
чения атомов аргона при упругих соударениях с электронами
(эффект Рамзауэра, см. § 2.4). По данным эксперимента оказа-
лось, ЧТО [(&?о/^е нмп)“ 1 ]''*'[(^имп/^о) ’!]•
В термических дугах ВД и СВД наиболее инерционным яв-
ляется процесс нагрева и охлаждения газа или пара. Оценить
время релаксации этих процессов можно из уравнения (5.44).
Так, например, после резкого выключения разряда (£=0) ско-
рость спада температуры и соответствующие изменения всех
характеристик будут определяться, как видно из уравнения,
теплосодержанием плазмы рСр и двумя процессами потери
энергии: излучением бизл(Т') и теплопроводностью — (кг ——).
г \ dr /
В дугах с преобладающей ролью излучения в первые момен-
ты после выключения скорость спада Т будет определяться ох-
Рис. 5.21. Схематический вид из-
менений напряжения (а) и тока
(б) ЛЛ при наложении прямо-
угольного импульса напряжения
[5.14]
-5 0 5 .10 15 20 t
б)
Рис. 5.22. Скорости высвечивания
фона после выключения ртутного
разряда СВД:
а—в области столба; б—вблизи като-
да: одно деление—1,1-Ю^1 с; О — ?.=
=650 им: X — ?.=520 нм [4.31
лаждением плазмы за счет излучения. Поскольку 0изл экспонен-
циально зависит от температуры, большая скорость спада
вначале по мере охлаждения плазмы будет замедляться и за-
тем главную роль начнет играть существенно более медленный
процесс охлаждения за счет теплопроводности [4.3].
Исследования скорости высвечивания спектральных линий и
непрерывного фона в ртутных лампах СВД (Рл=250 Вт; ил=
= 804-85 В; /=3,54-4 мм), проведенные автором методом шун-
тирования разряда (см. выше), полностью согласуются с выво-
дами теории (рис. 5.22). Из графиков рис. 5.22 отчетливо видно,
что скорость спада состоит из двух ветвей, переходящих одна
в другую: в начале шунтирования скорость спада яркости
фона в столбе (рис. 5.22,а) достигает 5-103 ярк/с, затем она
замедляется, особенно резко в период от 0,3 до 0,5 мс, до
Ю1 ярк/с, переходя во вторую ветвь. В катодном пятне разряда
скорость спада свечения и линий фона еще существенно больше
(рис. 5.22,6). Яркости измерялись на площадке диаметром
0,1 мм.
Работа ртутных и ксеноновых ламп ВД и СВД в режимах
кратковременных перегрузок представляет большой теоретиче-
ский и практический интерес. В частности, путем кратковремен-
ных перегрузок по току (см. выше) могут быть эксперименталь-
но воспроизведены и исследованы разряды в условиях объем-
ных концентраций мощности многократно, превышающих номи-
нальные значения без разработки специальных ламп, рассчи-
танных на стационарную работу в подобных режимах.
Таким путем нами были исследованы характеристики ртут-
ных и ксеноновых разрядов СВД с короткой дугой [5.18].
Длительность перегрузки по току подбиралась с таким рас-
четом, чтобы она была недостаточной для перехода теплового
режима плазмы разряда в новый режим и в то же время на-
столько кратковременной, чтобы в лампе не успевал существен-
но измениться тепловой режим колбы.
Исследования позволили сделать ряд принципиально важ-
ных выводов о механизме разряда в таких условиях и получить
полезные для практики данные о световых и электрических ха-
рактеристиках разрядов. Так, было установлено, что во всем
исследованном диапазоне кратковременных нагрузок по току
(до 30-кратных) сила света и яркость растут с ростом тока
в соотношении
(-4Мном)г (г/1НО1:)"Лг,
где X— сила света или яркость; г — индекс, характеризующий
род наполняющего газа или пара; пАг — соответствующий по-
казатель степени.
Для п были получены следующие значения: «ше^0,90;
И1не^0,83; п/хе^1,54; пдхе^1,39. Для трубчатых ламп ВД ко-
эффициенты имеют другие значения.
5.7. ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНЫЕ АППРОКСИМАЦИИ ВОЛЬТ-АМПЕРНЫХ
ХАРАКТЕРИСТИК РАЗРЯДНЫХ ЛАМП
Как уже упоминалось, электротехнические расчеты и анализ цепей при
работе разрядных ламп на повышенных частотах, а также в режимах с кру-
тыми фронтами питающего напряжения и паузами тока могут производиться
только с применением дифференциальных аппроксимаций ВАХ. В то же время
существующие математические модели столба разрядов (часть которых рас-
смотрена выше) ввиду большой сложности расчетов даже иа ЭВМ и недоста-
точной точности, связанной с неизбежными упрощениями и приближенным
знанием многих атомных констант, малопригодны для инженерных расчетов.
В связи с этим в последние годы появился ряд работ, направленных на созда-
ние соответствующих методов расчета. Существенный шаг в развитии этого
направления применительно к разрядным осветительным лампам массового
применения (ЛЛ, ДРЛ и др.) был сделай в работах А. Е. Краснопольского
и его учеников. Более подробно см. в [5.7].
Дифференциальная аппроксимация ВАХ Л Л [5.7]. В качестве определяю-
щего параметра была выбрана средняя концентрация электронов, поскольку
оиа существенно влияет на скорость ооразования возоужденных и ионизован-
ных атомов и практически определяет электропроводность разряда, и были
приняты три постулата, несколько отличающихся от известных постулатов
Френсиса (библиографию, см., например, в [5.7]).
1. Скорость ионизации атомов ртути пропорциональна градиенту потен-
циала (при постоянных размерах лампы — модулю напряжения на столбе
разряда или приближенно на лампе |ил|) и концентрации электронов «...
2. Скорость деионизации пропорциональна средней концентрации элек-
тронов пе.
3. Электропроводность лампы пропорциональна не только концентрации
электронов пе, но и их подвижности fcf, которая принимается равной:
Ьео
be !+/<,[( I и, I /1/0)-1] ’
(5.49)
где Uo — установившееся напряжение горения разряда на постоянном токе;
Ье0 — подвижность при |«л| = £/о; /(i— постоянный коэффициент, зависящий
от конструкции лампы: At=0,3-f-0,5.
Видоизменение первого постулата у Френсиса (dne/dt}''~P;l сделано с уче-
том теоретических и экспериментальных результатов, полученных для ртут-
ных ламп НД при двухступенчатой ионизации атомов ртути и постоянной
концентрации метастабильиых атомов ртути. Третий постулат уточнен также
с учетом экспериментальных результатов.
При сделанных допущениях
—— ^А'пе | ил | — С'пе = (А' | ил | — С')пе. (5.50)
at
На основе третьего постулата получим уравнение электропроводности
Q __ Тч________________пеЬео____________ 5 5
л «Л ~ 1«л| W-1]} ’ (’ ’
где бл и — соответственно электрическая проводимость и ток лампы; А',
С, Н' — постоянные коэффициенты, зависящие от конструкции лампы.
Чтобы избежать расчетов с большими числами, вводится расчетная ве-
личина, которая является приведенной проводимостью лампы при постоянном
установившемся напряжении:
gn~nebcB/H'. (5.52)
Из (5.50) находим, что постоянное установившееся напряжение
По=С7А'. (5.53)
С введением постоянной времени тл=1/С' и с учетом (5.51) и (5.52) урав-
нения (5.50) и (5.51) преобразуются к виду
б?ёл/^=(1/тл)[(|Ил|/До)— 1]ёл; (5.54)
-- 1 л /ыл
_____ Дп____________
1 + М( I «л I /ие)~1]
(5.55)
Уравнения (5.54), (5.55) являются математической моделью разрядной
лампы НД в первом приближении с постоянными коэффициентами тл, Ki
И и0.
Как показали расчеты, приведенная система уравнений удовлетворительно
описывает динамические характеристики ЛЛ как в импульсном режиме, так и
при синусоидальном токе в широком диапазоне частот и может быть приме-
нена для расчета электрических режимов ЛЛ.
Необходимые для расчета значения (А>, Kt и С'=1/тл определяются экс-
периментально. Uo легко может быть измерено непосредственно на постоян-
ном токе. Значения Kt и т_, могут быть определены из измерений электриче-
ских характеристик при подаче на лампу ступеньки напряжения или тока из
уравнения (5.54) и (5.55):
(MJll/6p) (Л //0)
(Л/Л>) {ип!^о 1)
(5.56)
Найденные таким путем значения Kt для ЛЛ в трубке диаметром 38 мм рав-
ны 0,3—0,5; тл= 120-^-300 мкс, что хорошо согласуется с расчетными оцен-
ками.
Дифференциальная аппроксимация ВАХ ламп ДРЛ [5.7]. В качестве мо-
дели первого приближения А. Е. Краснопольским и его сотрудниками было
принято уравнение вида
йСл/й1=Аи02Слг[(ил/ив)г—1].
(5.57)
Исследования этого уравнения с переменным коэффициентом А показали, что
такая модель пригодна для расчетов ПРА на промышленной и повышенной
частотах. Однако в импульсных режимах при длительности фронта импульса
меньше 10 мкс она дает значительную погрешность и не описывает ряд воз-
никающих колебательных режимов. В качестве уточненной модели ламп ДРЛ
ими была предложена дифференциальная модель второго порядка с перемен-
ными коэффициентами:
dGnldi = Сл2 Мг(ил) = Ff,
dfy/dt — М2(и2) (Руст Р) ~ Fit
где Р — коэффициент, учитывающий изменение усредненной подвижности
электронов. Значения коэффициентов АД М2 и руС1 были измерены экспери-
ментально на импульсной установке, и была проведена их аппроксимация
(см. [5.7]).
Разработанные модели обеспечивают точность расчетов без пауз токов
+2 °/о, а с паузами тока в пределах +8 %. Более подробно см. в [5.7].
(5.58)
Глава шестая
ВОПРОСЫ РАСЧЕТА РАЗРЯДНЫХ ЛАМП
6.1. ЗАДАЧИ И МЕТОДЫ ИНЖЕНЕРНОГО РАСЧЕТА
РАЗРЯДНЫХ ЛАМП
Постановка задачи и пути ее решения [0.9, 6.1, 6.2], Разра-
ботка разрядных ламп на основе эмпирического подхода явля-
ется сложной и трудоемкой задачей, успех которой в сильной
мере зависит от опыта и интуиции разработчика. Такой путь
может удовлетворить практику, пока применение разрядных
ламп того или иного типа ограничивается второстепенными об-
ластями и не носит массового характера. В связи с массовым
применением разрядных ламп возникают новые важные зада-
чи, в том числе задачи оптимизации.
Широкое применение разрядных ламп в разнообразных спе-
циальных установках и аппаратах требует разработки большо-
го количества новых типов ламп с определенными, заранее за-
данными параметрами. В этих условиях приобретает важное
значение создание таких методов расчета, которые позволяли
бы решать возникающие инженерные задачи достаточно быстро
и с требуемой точностью. К числу наиболее важных из них сле-
дует отнести:
1) выбор типа и условий разряда, обеспечивающих получе-
ние заранее заданных световых, лучистых, электрических, гео-
метрических и других параметров;
2) выбор материала, определение формы и размеров кон-
структивных элементов лампы, обеспечивающих поддержание
требуемых условий разряда, а также оптимальные режимы ра-
боты лампы в целом и ее элементов в течение всего срока
службы;
3) установление принципов и методов выбора оптимального
соотношения параметров источника в зависимости от требова-
ний и условий эксплуатации;
4) определение изменения различных параметров при ва-
риации конструктивно-технологических параметров, условий
разряда и условий эксплуатации в относительно небольших пре-
делах (назовем это методом поправок);
5) оценка предельных возможностей изменения основных
параметров самого разряда и разряда с учетом реальных огра-
ничений, накладываемых конструкцией узлов и свойствами ма-
териалов.
Этим перечнем далеко не исчерпывается круг вопросов, воз-
никающих при разработке, производстве и эксплуатации раз-
рядных ламп (и вообще источников света) и требующих коли-
чественной оценки. Поэтому определим инженерные методы
расчета ламп в общем виде как методы расчета величин, необ-
ходимых для разработки, производства и эксплуатации ламп.
Создание инженерных методов, позволяющих решить эти и
другие задачи, возникающие при разработке, производстве и
применении источников света, осложняется следующими об-
стоятельствами.
Разрядный источник света является взаимосвязанным эле-
ментом установки, характеристики которого, с одной стороны,
определяют работу установки, ее эффективность и надежность,
а с другой стороны, сами зависят от условий эксплуатации, ра-
боты других элементов установки и их надежности. Поэтому
выбор оптимальных параметров источника должен произво-
диться с учетом работы всей установки в целом.
При разработке различных типов ламп приходится учиты-
вать весьма разнообразные и подчас противоречивые требова-
ния.
Явления, протекающие в разрядных источниках, сложны и
многообразны, многие из них весьма сильно зависят от усло-
вий эксплуатации, качества материалов, технологии изготовле-
ния источника, еще недостаточно изучены и поэтому не всегда
могут быть выражены количественно с необходимой для прак-
тики точностью. Однако несмотря на сложность вопроса, осно-
вы такой методики были созданы.
В основу инженерных методов расчета разрядных ламп
автором был положен принцип составления и решения системы
функциональных уравнений, устанавливающих связь между
основными световыми, оптическими, электрическими, энергети-
ческими, эксплуатационными и другими характеристиками
источника, типом и условиями разряда, конструктивными и тех-
нологическими параметрами ламп и условиями ее эксплуатации.
Рассмотрение вопроса показало, что в систему уравнений
для любого типа ламп обязательно должны быть введены урав-
нения теплового баланса лампы в целом и ее элементов — кол-
бы, электродов, вводов и других, поскольку температура явля-
ется одним из наиболее существенных параметров, определяю-
щих режим работы элементов лампы, условия разряда (особен-
но в лампах с разрядом в парах металлов и веществ) и срок
службы. Для ламп высокого и сверхвысокого давлений и ламп
с высокими градиентами температуры в стенках колбы система
уравнений должна быть дополнена уравнениями для расчета
лампы на механическую прочность колбы (см. § 7.8).
При создании инженерных методов расчета связи между вы-
бранными параметрами выражают количественно. Для этого
требуется определенный уровень понимания физических про-
цессов, происходящих в разрядных лампах того или иного типа,
т. е. проведение соответствующих экспериментальных и теоре-
тических исследований. По мере углубления наших знаний
о свойствах того или иного типа источника могут совершенство-
ваться и инженерные методы его расчета.
В зависимости от конкретных условий поставленной задачи
в математическую систему должны включаться те параметры
и связи, которые определяют данную задачу с необходимой сте-
пенью полноты.
Поскольку характер соотношений весьма сильно зависит от
условий разряда и конструкции лампы, получающиеся в каж-
дом случае результаты ограничены определенным типом и усло-
виями разряда, а также конструкцией основных узлов ламп.
Поэтому важное значение имеет установление пределов при-
менимости принятых в том или ином случае соотношений.
В зависимости от степени сложности получающейся матема-
тической системы следует применять аналитические, графоана-
литические или иные методы ее решения. В тех случаях, когда
не удается найти простые аналитические и графоаналитические
методы решения поставленной задачи, или при необходимости
обработки большого массива данных и выполнения большого
объема вычислений целесообразно проводить решение на ЭВМ.
Частично подобные примеры рассмотрены в гл. 3, 4 и 5 при по-
строении математической модели столба разрядов и вольт-ам-
перной характеристики ламп. Ниже будут даны другие приме-
ры построения соответствующих математических моделей для
получения тех или иных инженерных данных.
Ввиду большой сложности, а подчас невозможности получить
расчетным путем значения некоторых величин вообще либо
с необходимой точностью разработку разрядных ламп целесо-
образно проводить путем сочетания экспериментальной и рас-
четной работы. При этом от расчета не следует требовать
излишней точности. Разработку ламп рационально начинать
с определения расчетным путем приближенных значений основ-
ных параметров. Затем по результатам испытания макетов
вносить поправки в расчеты. Для быстрейшего приближения
параметров макета к заданным автором был разработан метод
поправок. Вообще значение метода поправок выходит далеко
за рамки только этих задач. Он позволяет рационально решать
вопросы технологических и конструктивных допусков в произ-
водстве, вопросы допустимого разброса параметров при экс-
плуатации, вопросы оптимизации, управления качеством и др.
Сформулированные выше принципы, даже в таком общем
виде, оказались весьма полезными, поскольку внесли ясность
в постановку возникающих задач, помогли установить парамет-
ры лампы в зависимости от поставленной задачи, выявить суще-
ствующие между ними зависимости, наметить программу
решения полученных математических систем, проведения необ-
ходимых расчетов и постановки экспериментов. Проверка
построенных на этом принципе методов расчета показала, что
они с успехом могут быть использованы для решения многочис-
ленных задач, связанных с разработкой и применением различ-
ных разрядных источников излучения. В настоящее время эти-
ми методами успешно пользуется все больший круг лиц,
конкретизируя их, внося дополнения и усовершенствования. Для
некоторых типов ламп, например люминесцентных, эти методы
доведены до системы автоматического проектирования (САПР).
Рассмотрим схематически принцип построения необходимой
системы функциональных уравнений на примере осветительных
или облучательных разрядных ламп, составляющих подавляю-
щее большинство разрядных источников света. В этих лампах
основным источником излучения является столб разряда. По-
этому необходимые зависимости составляются прежде всего для
столба. В гл. 3 и 4 показано, что все удельные (на единицу дли-
ны) оптические, электрические, тепловые и другие параметры
столба однозначно и полностью определяются условиями разря-
да, к которым для однородного достаточно протяженного
столба с цилиндрической симметрией относят состав на-
полнения, парциальные рабочие давления компонентов смеси
Pk, силу тока 7, внутренний диаметр разрядной трубки d\ и тем-
пературу внутренней стенки разрядной трубки /ТР (или Ттр).
Эти параметры в принципе можно изменять по своему усмотре-
нию и, что очень важно, независимо друг от друга так, что
с точки зрения математической они будут удобными входными
параметрами.
При теоретическом решении задач об удельных характери-
стиках столба по заданным входным параметрам — условиям
разряда — сначала находят электрокинетические характеристи-
ки (или микрохарактеристики) столба, а затем по ним—удель-
ные характеристики столба. При экспериментальном пути ре-
шения удельные характеристики столба в зависимости от вход-
ных параметров находят непосредственно из специально
поставленных экспериментов путем изменения каждого из вход-
ных параметров в отдельности и поддержания остальных по-
стоянными, однако это не всегда удается.
От удельных характеристик легко перейти к электрическим,
световым и другим характеристикам столба и лампы.
Таким образом устанавливаются зависимости излучательных
и электрических характеристик столба от условий разряда.
Однако этими параметрами, как правило, не определяются все
свойства источника, которые необходимо учитывать сточки зре-
ния потребителя и производства. Поэтому в каждом конкретном
случае применения и в зависимости от поставленной задачи
введем еще целый ряд других параметров, которые условно на-
зовем «потребительскими» или выходными. В результате обра-
зуется система зависимостей (часто довольно сложная), связы-
вающих между собой выходные параметры лампы с входными
и целым рядом дополнительных параметров.
Выбор основных выходных параметров лампы (см. § 1.2) за-
висит от назначения источника. Для источников, применяемых
в целях освещения или облучения, в качестве основных пара-
метров примем:
1) выходящие из лампы потоки излучения отдельных спек-
тральных линий Ф(ХП) в случае линейчатого спектра или выхо-
дящую спектральную плотность потока излучения <р(2и) в слу-
чае непрерывного спектра. Для оценки соответствия спектраль-
ного состава излучения источника спектральной чувствительности
приемника служит эффективны поток:
оо
Фэф = gift пах J ^W<p(Z)d2,
1=0
или
п
Yjifi k (Z) — относительная спектральная чувствительность при-
емника излучения. При использовании в качестве приемника
излучения человеческого глаза чувствительность равна относи-
тельной спектральной световой эффективности глаза У(Х).
В этом случае эффективный поток равен световому потоку Фу;
2) мощность лампы Рл;
3) энергетический КПД излучения отдельных спектраль-
ных линий 1](Z/n) =Ф(Хп)/Рл или участков спектра i-] (Xi-=-X2) =
= Ф(Х14-Х2)/Рл. Для оценки КПД лампы по эффективной
мощности соответственно ^эфл — Фл/Pngmax. При использовании
в качестве приемника человеческого глаза вводится световая
отдача т]у = Фу/Рл;
4) срок службы ламп т. В зависимости от условий задачи
следует различать полный (продолжительность горения) или
полезный срок службы. В целях выявления роли отдельных
факторов и условий эксплуатации на срок службы ламп иногда
целесообразно рассматривать срок службы в режиме непрерыв-
ного горения, идеальный (стендовый) или реальный сроки
службы (подробнее см. в § 1.2 и [1.5]);
5) напряжение горения ил;
6) напряжение питания 17;
7) размеры и форма лампы. К ним относятся расстояние
между электродами I, внутренний диаметр колбы di, габарит-
ные размеры и др.;
8) цена одной лампы сл.
В источниках света, предназначенных для работы в светооп-
тических системах, концентрирующих излучение, к числу основ-
ных выходных параметров должны быть отнесены также энер-
гетическая яркость Le (или яркость Ly) и ее распределение, т. е.
форма и размеры излучающего тела. Вопросы КПД излуче-
ния, срока службы для этих применений иногда могут играть
меньшую роль, чем в источниках, предназначенных для освеще-
ния или облучения.
При выборе и разработке источника помимо перечисленных
параметров необходимо учитывать и множество других, завися-
щих от его назначения и конкретных условий эксплуатации, на-
пример род и частоту питающего тока, пусковой режим, поло-
жение горения, схему включения, окружающую температуру
И т. д.
Существуют различные источники специального назначе-
ния, для расчета которых необходимо вводить дополнительные
параметры применительно к поставленной задаче.
Уравнения, связывающие параметры лампы с удельными ха-
рактеристиками столба. Рассмотрим однородный столб с дли-
ной, значительно превышающей его диаметр. При работе на пе-
ременном токе для эффективных значений величин имеем
Рл=/глПл/; (6.1)
и^=Е1ст+иа.к, (6.2)
где I—сила тока (действующее значение); /Ст — длина столба;
иа.к — расчетная величина анодно-катодного падения потенциа-
ла; для выбранного типа разряда и электродов она слабо за-
висит от условий разряда, так что в большинстве практических
расчетов для каждого типа ламп ее можно считать постоянной;
ka — коэффициент мощности лампы, зависит от лампы и схемы
включения; при работе с нормальным дросселем &л=0,86-4-0,92
(см. гл. 5).в
Для большинства практических расчетов можно принять
Р1ст/ст^РЛ[1-(Па.К/Пл)], (6-3)
где Pict — удельная электрическая мощность столба, равная:
Pict—k„EI. (6.4)
Выходящий из лампы поток излучения n-й спектральной ли-
нии Фл(Яп) зависит от оптических свойств колбы. Кроме того,
необходимо учитывать концевые эффекты. В результате
Фл (^-п) ==Тэф (Хп) Ф1ст (Хп) (^СВ 2Д/ф), (6-5)
где Ф1ст(Лп) —удельный поток излучения n-й спектральной ли-
нии в средней по длине части столба, дошедший до внутренней
стенки разрядной трубки; тэф(^п) — эффективный коэффициент
пропускания колбой излучения разряда с длиной волны в об-
ласти столба; 1СВ — длина светящейся части лампы; Д/ф — экви-
валентная поправка на длину /св, учитывающая изменение излу-
чения у концов лампы или вблизи электродов.
Более подробно вычисление выходящего из лампы потока
излучения в зависимости от оптических свойств колбы и разря-
да, включая наличие слоя люминофора, рассмотрено в гл. 7,
Из (6.3) и (6.5) найдем
/, . Фл(^п) __
W.) = —р--------
* л
/1 \ ^lcr(^n) Г (Zcb 2Д/ф) / Ра.к \ \ IP,
= ’'эф GQ —р-- -----i--— 1-------ГГ~ = ’эф (<;) ’Зет (М
' 1ст L ‘ст \ Ол /.
Рис. 6.1. Зависимость £ — коэффи-
циента, учитыва его концевые по-
тери в лампе, от ношения напря-
жения на лампе к ацодно-катодному
падению потенциала
где i^ct—Ф1ст (7п) /Р1ст^~ ко-
эффициент, меньший единицы,
и учитывающий концевые по-
тери в излучении и околоэлек-
тродные потери мощности
(рис. 6.1). Для ламп с доста-
точно длинным столбом (/СтЗ>
[1—
В лампах со средней и особенно короткой дугой баланс мощ-
ности между столбом и электродами изменяется, и соотношения
(6.1) — (6.6) становятся несправедливыми (см. гл. 7, 14, 16).
Уравнения, связывающие удельные характеристики столба
с условиями разряда — входными параметрами. Для инженер-
ных расчетов наиболее важными из удельных характеристик
столба являются продольный градиент потенциала Е, удельные
потоки излучения спектральных линий Ф1ст(Хп) в случае линей-
чатого спектра или спектральная плотность удельного потока
излучения ф1ст(Х) в случае непрерывного спектра и энергетиче-
ская яркость спектральных линий Le(Xn) или участков спектра
и ее распределение. Остальные параметры можно получить из
этих основных.
В общем виде можем записать:
E=fE(I, di, рп, род и состав газа и др.); (6.7)
Ф1„(М =/флп (7, di, рп, род и состав газа и др.); (6.8)
Ье(Хп) = (/, di, Рп, род и состав газа, г0 и др.), (6.9)
где г0 — единичный радиус-вектор, определяющий направление
наблюдения яркости.
Аналогичный вид имеют функциональные уравнения для
удельного светового потока и яркости или других эффективных
величин.
Из этих основных соотношений легко найти значения КПД.
В лампах некруглого сечения надо вводить параметры, опре-
деляющие форму и размеры сечения. В лампах высокого и
сверхвысокого давления с короткой дугой, работающих в ша-
ровых колбах, роль, аналогичную роли диаметра трубки, часто
играет расстояние между электродами.
Удельные параметры столба являются довольно сложными
функциями условий разряда. Теоретические решения были по-
лучены при различных упрощающих предположениях, ограни-
чивающих точность результатов и область применения получен-
ных уравнений (см. гл. 3—5). Кроме того,- для получения из
этих уравнений численных значений требуется знание ряда кон-
стант, которые либо неизвестны, либо известны с недостаточной
точностью, вследствие чего точность результатов, даваемых тео-
рией, часто невелика, особенно для абсолютных значений вели-
чин. Гораздо лучшее согласие с экспериментом обычно наблю-
дается для относительного хода зависимостей. Поэтому цен-
ность теоретических расчетов состоит, прежде всего, в том, что
они позволяют выявить общий характер закономерностей, что
весьма важно для экстраполяций.
Для приведения абсолютных значений расчетных величин
в соответствие с фактическими данными целесообразно в теоре-
тические расчеты вводить поправочные множители, значения
которых следует определять экспериментально для одной или
нескольких точек.
Поскольку значения Ф, Е и других характеристик столба,
получаемые по точкам как из эксперимента, так и из расчетов
на ЭВМ, не имеют аналитического выражения, методы их даль-
нейшей обработки для использования в инженерных расчетах
остаются одинаковыми независимо от способа их получения.
При изменении параметров разряда в определенных преде-
лах необходимые зависимости можно представлять либо гра-
фически, либо аналитически в виде более или менее простых
аппроксимирующих функций. Последнее более удобно для рас-
четов на ЭВМ.
Во многих случаях удобно аппроксимировать характеристи-
ки столба в виде произведения степенных функций независимых
входных параметров (см. ниже «Метод поправок» и § 10.6)
[6.2, 0.9].
В [6.3] предложено при использовании ЭВМ входную экспе-
риментальную информацию вводить в эмпирическую математи-
ческую модель лампы при помощи нормированных функций х.
Тогда любая из характеристик столба X может быть представ-
лена в виде
X=XNx(p, I, <h, t), (6.10)
где Xv —значение X для «нормального» TV-разряда; х— еди-
ничная функция входных параметров, определяемая путем ма-
тематической обработки данных эксперимента. Единичные функ-
ции представляются в виде произведения ортогональных
функций, каждая из которых зависит только от одного из вход-
ных параметров:
x=^xl(I)xp(p)xd(d)
(6.11)
где xi, хр, Xd — ортогональные функции тока, давления, диа-
метра и т. д., выраженные в виде полиномов типа
2
Х< =
i=0
Когда аргументы функции х—I, р, d и другие принимают зна-
чения, характеризующие М-разряд, х=1.
Весьма важным методом определения зависимости удельных
характеристик столба от условий разряда является изучение
баланса мощности (или энергии) столба и лампы в целом в раз-
личных условиях. В связи с этим часто оказывается более удоб-
ным выражать зависимости этих характеристик не от силы
тока, а от удельной мощности Р\Ст, так как это приводит к бо-
лее простым соотношениям, непосредственно связанным с ба-
лансом столба.
Уравнения, определяющие тепловой режим колбы и других
конструктивных элементов разрядных ламп. Выше был показан
общий путь нахождения условий разряда, обеспечивающих по-
лучение требуемых электрических, световых, спектральных и
других характеристик лампы. Следующей задачей расчета явля-
ется определение размеров конструктивных узлов лампы, обес-
печивающих их оптимальный режим работы в выбранных усло-
виях и габаритах разряда.
Выбор формы, размеров и материала колбы, электродов,
вводов и других элементов лампы должен проводиться обяза-
тельно с учетом их теплового режима. Это объясняется тем,
что температура является одной из важнейших характеристик,
определяющих режим работы элемента лампы, и оказывает
влияние на такой важный параметр, как срок службы. В лам-
пах с парами металла или других веществ температура колбы
определяет не только выбор материала и условия его работы, но
также давление паров в лампе, от которого зависят все ее
электрические и световые характеристики, т. е. она является
одной из определяющих характеристик.
Температура электродов определяет скорость испарения и
механизм эмиссии, с которым связаны величина катодного паде-
ния потенциала и скорость разрушения электродов, а следова-
тельно, долговечность лампы. Тепловой режим вводов опреде-
ляет допустимый рабочий ток. Поэтому все элементы разрядной
лампы должны быть сконструированы таким образом, чтобы
наряду с выполнением других требований они имели опреде-
ленную рабочую температуру, обеспечивающую оптимальную
работу лампы в заданных условиях.
Тепловой режим колбы, электродов и вводов может быть
определен из уравнений их теплового баланса, которые связы-
вают между сооотемпературу, размеры, условия нагрева и
охлаждения.
Таким образом, система полученных выше уравнений долж-
на быть дополнена уравнениями теплового баланса, рассмотрен-
ными для колб в гл. 7 и электродов в гл. 9.
Зависимости для сроков службы. Сроки службы наряду с КПД
являются одним из наиболее важных параметров, определяю-
щих эксплуатационную ценность источника (см. § 1.2). Поэто-
му в систему уравнений должны входить зависимости, связы-
вающие те или иные сроки службы с остальными параметрами.
Однако нахождение количественных зависимостей тех или иных
сроков службы от различных факторов представляет значитель-
ные трудности, и эта задача не может считаться окончательно
решенной. Среди различных факторов, определяющих сроки
службы, важное место занимает тепловой режим электродов,
колб и вводов.
Полный срок службы разрядных ламп определяется главным
образом отказом по зажиганию разряда в нормальных услови-
ях эксплуатации. Отказ может быть вызван ухудшением эмис-
сионной способности катода, изменением состава и давления
наполняющего лампу газа, чисто механическими повреждения-
ми и т. д. Эти изменения, определяющие полный срок службы
лампы, наряду с качеством материалов, технологией изготовле-
ния и конструктивными особенностями в сильной степени зави-
сят от теплового режима электродов, колбы и вводов.
Полезный срок службы ламп определяется падением эффек-
тивного (или светового) потока, КПД излучения или эффектив-
ной яркости ниже определенного предела, а также нестабиль-
ностью разряда, имеющей значение для работы ламп в свето-
оптических системах. Падение эффективного потока или ярко-
сти со временем может быть вызвано уменьшением прозрачно
сти стенок колбы вследствие образования слоев, поглощающих
излучение на поверхности стенки или в самой толще материала
колбы, изменением состава или давления среды, в которой про-
исходит разряд, и другими причинами.
Поглощающие слои на внутренних стенках колбы образуют-
ся чаще всего в результате осаждения частиц от распыления
материала электродов, которое в сильной степени зависит от их
теплового режима. В свою очередь увеличение поглощения кол-
бой вызывает рост ее температуры. Наряду с этим важную роль
в образовании поглощающих слоев играют различные физико-
химические и фотохимические процессы, происходящие на вну-
тренней поверхности и в толще материала колбы во время р-а-
боты лампы. Скорость этих процессов в весьма сильной степени
зависит от температуры внутренней поверхности колбы и интен-
сивности облучения. Следовательно, и в этом случае среди
различных факторов, определяющих полезный срок служоы,
важную роль играет тепловой режим электродов и колбы.
При анализе влияния различных факторов на срок службы
ламп или ее узлов во многих случаях можно считать, что ско-
рости отдельных процессов разрушения имеют экспоненциаль-
ную зависимость от температуры:
vd== const е 3д'Тд, (5.12)
где Вд — константа, определяющая скорость данного процесса раз-
рушения; Тд— рабочая температура разрушаемого изделия, детали.
Что касается конкретных численных расчетов, то здесь при-
ходится по-прежнему пользоваться различными эмпирическими
формулами, полученными путем обработки экспериментальных
данных.
Уравнения для определения механической прочности ламп
и ее элементов. Колбы ламп высокого и сверхвысокого давле-
ния, а также ламп с высокими градиентами температур в стен-
ках испытывают значительные механические напряжения, вы-
званные давлением газа и неравномерным нагревом. Значитель-
ные механические и тепловые напряжения могут возникать и
в других элементах ламп, например в электродах мощных ламп,
охлаждаемых водой, во вводах. Особо стоит вопрос о механиче-
ских и тепловых напряжениях в элементах ламп с резко неста-
ционарным режимом работы, испытывающих динамические на-
грузки, например в импульсных лампах. Для нормальной ра-
боты ламп величина максимальных механических и тепловых
напряжений не должна превосходить некоторого допустимого
предела, так как иначе может произойти разрушение соответ-
ствующего элемента и выход лампы из строя. Поэтому в рас-
сматриваемую систему уравнений должны входить уравнения
для определения механической и температурной прочности кол-
бы и других элементов лампы. Эти уравнения для колб и вво-
дов рассмотрены в гл. 7.
Многие типы ламп, особенно специального назначения, под-
вергаются в процессе эксплуатации воздействию различных ди-
намических нагрузок (вибрация, колебания, ускорения, толчки,
удары). Для этих ламп особо должны быть рассмотрены вопро-
сы их прочности и стойкости к такого рода воздействиям.
Метод поправок играет весьма важную роль в инженерной
практике. Для реализации этого метода необходимо знать за-
висимости, существующие между рассматриваемыми парамет-
рами при их изменениях в сравнительно небольших пределах.
Допустим, параметр X является функцией ряда других пара-
метров Xi, Х2, ., xi, ..., xk. Задача значительно упрощается,
если удается выбрать параметры хг- так, чтобы они были неза-
бисимыми друг от друга (т.е.ортогональными . Тогда
{dXildxj)—Qi и
dX= (дХ/дху)dxt-\- (дХ/дх2)dx2-\- ... (6.13)
Этому требованию удовлетворяют перечисленные выше усло-
вия разряда (входные параметры): р, I, di, состав наполнения.
Находя полный дифференциал и переходя к конечным при-
ращениям, получаем формулы поправок.
При изменении параметров в сравнительно небольших пре-
делах удобно представлять существующие между ними связи
в виде степенных функций, например в случае однокомпонент-
ного состава наполнения градиент потенциала
« Е = сЕрПРЕ d'dE Г!Е. (5.14)
Беря логарифмически производную и переходя к конечным раз-
ностям, получаем
ЛЕ ( Ар \ , f Ad \ , I Л/ \
-- Я р —— ---------------• (Ыо)
Е р \ Е 7 d£ \ 4 / 7 \ J
Значения п могут быть найдены из эксперимента или из теории.
Их справедливость и границы применимости должны быть про-
верены экспериментально. Зависимость Е от парциальных дав-
лений компонентов смеси pk и состава наполнения носит слож-
ный характер и была рассмотрена в гл. 3 и 4.
Уравнения для выбора параметров оптимальной лампы. Для
выбора оптимального соотношения параметров лампы необхо-
димо прежде всего установить критерий оптимальности и соот-
ветствующие ограничения. Так, например, для ламп массового
применения в качестве критерия оптимальности можно принять
минимум приведенных затрат. Как известно, удельные годовые
затраты на 1000 лм равны:
, 10007 , , Т 1000 / . ссв \
3 = с* л------Ь k* “-----+ а, "ХГ ИЛ + ДГ ) ’ 16>
Ф.ч.ср'1.! Ел. ср Фл.СРПСВ \ 8 /
где Т — число часов работы установки в год; пСв— число ламп
в одном светильнике; тл — срок службы ламп; 2\ — число чисток
каждого светильника в год; k2-—коэффициент, учитывающий
потери в сети и ПРА; с — цены соответственно лампы, электро-
энергии, чистки, светильника с ПРА и монтажом. Первый член—
стоимость замены ламп, второй — электроэнергии, третий
(в скобке) — чисток и четвертый — амортизации светильников,
ПРА и монтажа.
Как видно из уравнения (6.16), для уменьшения з' надо сни-
жать с и увеличивать Фл.Ср, т]л.сР и тл. Вопрос выбора Фл.с:>
определяется еще целым рядом светотехнических требований.
Поэтому остаются задачи снижения с и повышения т]л и тл
обычно при заданном ряде мощностей. В разрядных лампах нет
такой явной связи между повышением т]л и снижением тл, как
для ламп накаливания, но тоже есть причины, ограничивающие
увеличение т]л за счет повышения удельных нагрузок из-за сни-
жения тл. В целом эта проблема многовариантная и связана
с поиском оптимальных решений, при этом надо подчеркнуть,
что для правильного решения задач кроме частных оптимумов
надо искать оптимальные решения для совокупности лампы,
ПРА и установки в целом. Детальное рассмотрение этого вопро-
са выходит за рамки данной книги (подробнее см., например,
[6.4]).
6.2. КОЭФФИЦИЕНТ ПОЛЕЗНОГО ДЕЙСТВИЯ И БАЛАНС МОЩНОСТИ
РАЗРЯДНЫХ ИСТОЧНИКОВ СВЕТА
Одним из наиболее важных параметров, характеризующих
энергетические свойства источника, является его эффективность
или, для источников освещения, световая отдача. Этот пара-
метр является одним из главных составных элементов при опре-
делении экономической ценности источника. Особенно важное
значение он приобретает для источников массового применения.
При создании источников излучения, как правило, необходимо
стремиться к получению максимально возможной эффективно-
сти, если это не связано с ухудшением других параметров, на-
пример с падением срока службы, увеличением стоимости
источника или ПРА, ухудшением цветности и т. п. В тех случа-
ях, когда повышение эффективности не связано с ухудшением
других параметров, определяющих эксплуатационную ценность
источника, выбор оптимальных параметров источника и ПРА
должен находиться для осветительных и облучательных устано-
вок, исходя из условия получения минимальной стоимости экс-
плуатации установки (или минимума приведенных затрат) и
заданной степени надежности.
Мощность установки с разрядным источником излучения Руст
складывается из мощности самой лампы Рл и мощности пуско-
регулирующего аппарата Рб-
Мощность самого источника в свою очередь складывается из
мощности на катоде Рк, мощности на аноде Ра и мощности
столба Рст- Таким образом,
Руст=Рл4-Т>б — Рст“ЬРк4“РаЧ~Рб- (6.17)
Энергия, выделяющаяся в лампе, превращается в излучение
разряда и нагретых электродов, а также в тепло. Дальнейшая
трансформация этой энергии зависит от конструкции лампы и
условий ее охлаждения. Существенное влияние на эти процессы
оказывают свойства колбы (или колб) и наносимых на нее
(них) слоев, особенно люминофорных. Поэтому при анализе
баланса реальных ламп, как правило, необходимо рассматри-
вать превращения выходящих потоков в каждой зоне, влияющей
на их структуру. Влияние колбы на выходящее излучение и
тепло рассмотрено в гл. 7, а балансы энергии конкретных типов
ламп и их особенности приведены в соответствующих главах
В этом параграфе будем принимать, что колба полностью про-
зрачна для всего излучения разряда.
Задача создания источников с высоким КПД излучения свя-
зана в первую очередь с уменьшением непроизводительных
потерь энергии. К таким потерям относится энергия, потребляе-
мая в пускорегулирующем аппарате и являющаяся бесполезной
с точки зрения получения излучения. Однако она может быть
снижена только до определенного предела.
Для источников света, в которых излучение дает столб раз-
ряда, потерями является также энергия, выделяющаяся на ка-
тоде и аноде. Ее уменьшения можно достичь уменьшением зна-
чения Па.к/Пл. При постоянном Ua.K по мере увеличения [/л g
[см. (6.6)] асимптотически стремится к единице (см. рис. 6.1).
Поэтому увеличение С7Л выше некоторого предела становится
неэффективным в отношении роста g и, кроме того, неудобно
для эксплуатации.
Для уменьшения рабочего напряжения на лампе и, следова-
тельно, напряжения питания при сохранении высокого значе-
ния g необходимо уменьшать Ua.K. Серьезный успех в снижении
Ua.K дало создание оксидных самокалящихся катодов, при ко-
торых UK составляет от 5 до 15 В, в то время как для холодных
активированных катодов тлеющего разряда оно не меньше 50 В,
а для неактивированных составляет 100 В и больше. Таким
образом, только благодаря созданию оксидных самокалящихся
катодов, рассчитанных на различные силы тока и большие сро-
ки службы, появилась возможность разработки современных
разрядных ламп высокой экономичности, пригодных для рабо-
ты в сетях нормального напряжения без его повышения.
Общая картина баланса энергии в столбе разряда. Для ин
женерных расчетов вообще и тепловых расчетов, в частности,
необходимо знание баланса энергии столба в зависимости от
условий разряда. Такая обобщенная картина баланса энергии
в столбе для паров некоторых металлов (Hg, Cd, Zn) и инерт-
ных газов была получена Б. Н. Клярфельдом на основе исполь-
зования литературных данных и обширных и обстоятельных
собственных измерений преимущественно в области низких дав-
лений [0.6].
Излучаемую мощность Б. Н. Клярфельд делит на мощность
излучения резонансных Фрез и нерезонансных Фнр линий. Такое
деление оправдано тем, что они имеют резко различные зави-
симости от давления и силы тока. Тепловые потери в разряде
Рис. 6.2. Баланс энергии столба разряда в зависимости от давления:
«— плотности тока десятки миллиампер на квадратный сантиметр; б — плотности тока
амперы и а квадратный сантиметр
делятся им на тепловые потери в объеме газа Ру и тепловые
потери на стенках трубки Ртр. Потери от поглощения части
излучения в материале стенок колбы не рассматриваются, т. е.
принимается, что материал колбы прозрачен для всего излуче-
ния разряда.
Таким образом, для единицы длины столба
А\п£Т==Ф1резЧ_Ф1нр_ЬГ1И_ЬТ,тр (6.18)
или
ЦрезЧ-Цнр-Ьцу-Н]тр=1. (6.19)
На рис. 6.2 схематически изображен типичный баланс энер-
гии столба разряда по Б. Н. Клярфельду в зависимости от дав-
ления газа или пара. Шкала давлений служит только для при-
близительной ориентировки, поскольку у различных газов и
паров, особенно их смесей, соответствующие области баланса
отличаются по давлению. По оси ординат отложены значения
частей баланса, выраженные в долях от мощности столба ц. Из
рис. 6.2 видно, что существуют различные области давлений и
токов, благоприятные для выхода излучения разряда. Наиболь-
ший выход резонансного излучения имеет место в области ма-
лых плотностей тока и низких давлений — от нескольких деся-
тых долей до нескольких сот паскалей. Наибольшие значения
ч^рез могут достигать при этом 80—90% Наибольший выход не-
резонансных излучений т]нр имеет место при больших плотностях
тока и ВД в контрагированном столбе. При больших плотностях
тока существует также область НД, в которой выход нерезо-
нансных излучений достигает сравнительно больших значений.
Полученным зависимостям для области НД может быть
Дано следующее качественное объяснение (подробнее см. в гл. 3
и 4).
Выделение энергии непосредственно на стенках трубки при
низком давлении вызвано рекомбинацией электронов и ионов
на стенках, передачей стенке кинетической энергии падающих
электронов и ионов и передачей энергии метастабильных ато-
мов.
При очень низких давлениях газа, порядка 10-2 Па
(10_4 мм рт. ст.), благодаря высокой электронной температуре
относительно велико число ионизаций по сравнению с возбуж-
дением. Ввиду относительно малого числа соударений потери
в объеме газа малы. Почти вся энергия выделяется в виде теп-
ла на стенках трубки. Уменьшение qTp с ростом давления объ-
ясняется главным образом затруднением диффузии заряженных
частиц и метастабильных атомов к стенкам.
Основной причиной, вызывающей нагрев газа в объеме, явля-
ются упругие соударения электронов с атомами газа. При по-
стоянной силе тока с ростом давления газа относительные теп-
ловые потери в объеме rjv быстро возрастают примерно пропор-
ционально Ne2. При больших давлениях газа и плотностях тока
начинает играть заметную роль обратный процесс передачи
энергии от- атомов к электронам (см. гл 3).
При НД рост тока вызывает увеличение qv; в контрагиро-
ванном столбе увеличение тока приводит к уменьшению qv.
В разрядах ВД излучающего инертного газа или пара таких
металлов, как Hg, Cd, Zn и др., основную роль в балансе энер-
гии столба играют нерезонансное излучение и тепловые потери
в объеме (см. гл. 4). Помимо этого, имеются процессы, которые
могут отводить к стенкам до 30 % электрической мощности.
Исследования в 60—70-х годах показали, что у разрядов
в парах щелочных металлов при ВД порядка 13 кПа (102 мм
рт. ст.) выход резонансного излучения имеет второй неизве-
стный ранее максимум, в котором т)рез может достигать 0,4. На
этой базе создан целый класс новых, высокоэффективных ламп
(см. гл. 18).
Баланс мощности столба разрядов ВД. При использовании
модели разрядного канала в уравнение баланса входит коэф-
фициент, меньший единицы [см. (4.127)] и свидетельствующий
о поглощении части излучения разряда в более холодной обо-
лочке, окружающей канал разряда, и в материале колбы. По-
этому следует различать баланс мощности на границе канала
1ст Р 1т
и выходящего из лампы
Ф1вых==ТэфФ1ст2-—Тэф (Р 1ст Р 1т) -
Отсюда
IplH-—Ф1ВЫх/Р 1ет==Тэф [1 (Р„1Р 1ст) ] •
Более подробное рассмотрение баланса см. в § 7.4 и в главах,
относящихся к отдельным типам ламп.
6.3. УСЛОВИЯ СОЗДАНИЯ ЛАМП ВЫСОКОЙ ЭФФЕКТИВНОСТИ
При создании ламп высокой эффективности, предназначен-
ных для освещения или облучения, необходимо обеспечить тре-
буемый спектральный состав излучения, получение высоких све-
товых отдач или эффективности излучения при разных мощно-
стях ламп, получение ламп, обладающих высоким сроком служ-
бы, достаточно дешевых, удобных и надежных в эксплуатации.
Для осветительных ламп важно также обеспечить их работу
в нормальных электрических сетях без дополнительной транс-
формации напряжения.
Для получения высокого КПД необходимо использовать
излучение столба, поскольку излучение приэлектродных частей
значительно менее эффективно. В целях уменьшения приэлек-
тродных потерь должны быть использованы дуговой разряд и
активированные электроды, что дает возможность снизить око-
лоэлектродные потери напряжения до 5—15 В. Благодаря малой
величине L7a.K удается создавать лампы, рассчитанные на ра-
боту от сети нормального напряжения, в которых до 90% мощ-
ности выделяется в области столба.
Повышение эффективности излучения столба, оцениваемое
как отношение величины реакции приемника к мощности стол-
ба, может быть достигнуто путем уменьшения доли тепловых
потерь в столбе т]г и цтр и путем перераспределения энергии
в спектре излучения, вызывающего наибольшую реакцию при-
емника.
Перераспределение излучения столба по спектру может быть
достигнуто подбором рода и состава наполняющих газов или
паров, выбором условий разряда и преобразованием излучения
разряда в более длинноволновое излучение при помощи люми-
нофоров. Рассмотрим здесь условия для получения высокого
КПД резонансных и нерезонансных излучений. Вопросы преоб-
разования излучения в слое люминофора рассмотрены в гл. 8
и 10.
Резонансное излучение. Длины волн резонансных линий раз-
личных элементов приведены в табл. 2.1. Для получения резо-
нансного излучения с высоким КПД наиболее эффективны об-
ласть низких давлений излучающего газа или пара и малые
плотности тока. Несколько менее эффективна область высоких
плотностей тока при низких давлениях. Для разрядов в парах
Щелочных металлов эффективна также и область высоких дав-
лений (около 10 кПа, см. гл. 18).
Анализ соотношений § 3.5 приводит к заключению, что для
получения высокого значения т]рез в области низких давлений
и малых плотностей тока необходимо поддерживать давление
излучающего газа или пара на уровне, соответствующем макси-
мальному выходу резонансного излучения, повышать электрон-
ную температуру, уменьшать количество электронов на единицу
длины столба и снижать эффективную продолжительность жиз-
ни возбужденных атомов.
Резонансные лампы низкого давления и малых плотностей
тока вследствие небольших значений градиента потенциала име-
ют большие размеры при малых мощностях. Стремление умень-
шить размеры ламп при сохранении высоких т)рез связано с не-
обходимостью повышения удельной мощности, которое можег
быть достигну го за счет увеличения тока и градиента потенциа-
ла. Более эффективен путь повышения удельной мощности за
счет увеличения градиента потенциала, так как рост силы тока
сопровождается ростом концентрации электронов и вместе
с тем возрастанием роли тушащих соударений и ступенчатого
возбуждения, в результате чего относительный выход резонанс-
ного излучения падает, а разряд приближается к состоянию рав-
новесия.
Повышение градиента может быть достигнуто:
1) уменьшением диаметра трубки;
2) приданием лампе некруглого сечения;
3) введением в разряд дополнительных поверхностей, иг-
рающих роль стенок;
4) наполнением лампы инертным газом меньшей атомной
массы и до меньших давлений. Во всех этих случаях возраста-
ют потери электронов и ионов на стенках, и поэтому для под-
держания равновесия в плазме требуется усиленная генерация
зарядов, которая может быть обеспечена соответствующим по-
вышением Те и Е. Потери зарядов можно считать пропорцио-
нальными поверхности трубки, а генерацию — пропорциональ-
ной объему. Поэтому в первом, втором и третьем случаях поте-
ри будут возрастать из-за увеличения отношения поверхности
трубки к ее объему или периметра сечения к его площади. В чет-
вертом случае потери зарядов на стенках увеличиваются из-за
возрастания подвижности ионов.
В лампах малого диаметра и с некруглым сечением число
переизлучений фотонов от места генерации до стенки колбы
меньше, чем в лампах большого диаметра и круглого сечения.
Вследствие этого уменьшается вероятность тушения возбужден-
ных атомов, что приводит к дополнительному повышению резо-
нансного излучения.
Это качественное рассмотрение дает ориентировку для тех-
нических решений при создании ртутных люминесцентных и
натриевых ламп низкого давления повышенной эффективности
(см. гл. 10, 13).
Принципиально новые возможности создания высоконагру-
женных разрядных ламп с относительно большим выходом ре-
зонансного излучения многих элементов, которые вводятся
в разряд в виде излучающих добавок, рассмотрены в гл. 15—17.
Нерезонансные излучения. Для получения нерезонансного
излучения с высоким КПД наиболее благоприятны высокие дав-
ления и большие плотности тока, т. е. термические дуги.
Пользуясь формулами (4.125), (4.117), (4.120) и (4.71),
удельный поток излучения нерезонансной линии, соответствую-
щей переходу kj, в этом случае приводим к виду
Фш Ckj (pIl31, РУ1ИИГ)(Р1ст - Р1теп.-)(^/Г/) IU\ (5.20)
где C'hj — коэффициенты, являющиеся в основном функциями
давления излучающего и уширяющего газов или паров и ди-
аметра трубки и различные для разных спектральных линий и
участков спектра; остальные обозначения те же, что и в гл. 4.
Поскольку теоретические расчеты этих коэффициентов до-
статочно сложны (см. § 4.5 и 4.10), для инженерных расчетов
целесообразно пользоваться наряду с теоретическими оценками
экспериментальными данными, представляя их либо графиче-
ски, либо в форме эмпирических соотношений, например, сле-
дующего вида:
'Olftj С]ц- {риал, Рушир, Й1) (Р1СТ Р1т). (6.21)
С ростом давления газа или пара при постоянных значени-
ях диаметра и удельной мощности происходит, с одной стороны,
увеличение концентрации нормальных атомов и, с другой сто-
роны, падение температуры разряда. Одновременно с этим из-
меняются величины абсорбции и радиуса разрядного канала.
В результате совместного действия этих факторов удельный по-
ток излучения спектральной линии с ростом давления обычно
возрастает, проходит через максимум и падает. Положение мак-
симума и форма кривой зависят от потенциала возбуждения
линии и других факторов.
При постоянных значениях pud удельная мощность излу-
чения отдельных спектральных линий или участков спектра при-
близительно линейно зависит от Pict- Характер зависимости
излучения от диаметра необходимо определять из эксперимен-
та, так как выявить его теоретически довольно сложно.
Аналогичные соотношения должны наблюдаться и для
удельной силы излучения, поскольку поток пропорционален си-
ле излучения и коэффициент пропорциональности
является медленно и мало меняющейся функцией условий раз-
ряда. Значения а лежат в пределах от л2 до 4л. Более точные
значения следует находить из эксперимента. В отдельных слу-
чаях значение а может быть рассчитано теоретически.
Коэффициент полезного действия излучения термических
Дуг. Энергетические КПД излучения отдельных спектральных
линий в столбе находим, деля на PiCT:
Т]эист(Хь3) —(Р1т/Р1ст)1- (6.22)
Из (6.22) видно, что при постоянной удельной мощности
11эн(Хь7) определяется в основном характером изменения Ckj от
ризл, Рушир, di. При постоянных значениях р и di т]эи возрастает
с уменьшением (Рп/Pict)
Энергетический КПД суммарного излучения столба, выхо-
дящего из лампы, находим, деля Ф1евых (см. § 4.5) на Лет:
Т] эн.ст.вых Тэф (1 Р 1т/Лст) • (6.23)
Поскольку коэффициенты учитывают поглощение только
в канале разряда, в то время как тЭф учитывает потери в газо-
вой оболочке и колбе (см. § 4.10), очевидно, что для принятой
здесь формы выражения Ф1й3-
Чф=2^ф(А№, (6.24)
М
где Тэф (Х/гу) —эффективные коэффициенты пропускания излуче-
ния с Хй/ газовой оболочкой и колбой.
Как показывают многочисленные эксперименты, при задан-
ных условиях разряда, материале и конструкции колбы тЭф
можно считать практически постоянным при изменении ЛСт в
2—5 раз, что облегчает многие инженерные расчеты.
Для практики более важен эффективный КПД выходящего
излучения т]Эф- В случае линейчатого спектра переход от цЭн
к т]эф осуществляется путем умножения на спектральные коэф-
фициенты чувствительности приемника излучения k(Kkj)'-
Wct Фъф.вых/Лсг = (1 — /.P1JS k (z,;) C,v тэф(4;.). (6.25)
При расчете световой отдачи &(Xhy) = К(Х/гз-)’.
Из приведенных рассуждений следует, что для повышения
т]Эф излучения столба разрядов высокого давления необходимо
стремиться к уменьшению удельных тепловых потерь, увеличе-
нию удельной мощности и выбору давления газа и диаметра
трубки, соответствующих максимальному значению суммы
в (6.25).
Повышение удельной мощности может быть достигнуто пу-
тем увеличения градиента потенциала и силы тока.
Зависимость градиента потенциала от основных параметров
разряда можно представить в следующем виде:
Е^сЕръ Kiddie), (6.26)
где сЕ, п, g и Ь — коэффициенты, зависящие от рода газа, типа
лампы и условий разряда.
При рассмотрении ламп с одинаковым наполнением и оди-
накового типа эти коэффициенты можно считать постоянными
в известных пределах изменения параметров. Как было пока-
зано в гл. 4, в разрядах высокого давления градиент потенциа-
ла является в основном функцией давления и сравнительно сла-
бо зависит от силы тока и диаметра трубки. Показатель степе-
ни Ь имеет значение порядка 0,5—0,8; g и п — обычно меньше,,
причем п может иметь как положительное, так и отрицатель-
ное значение.
Рассмотрим, к каким изменениям параметров лампы при-
водит повышение удельной мощности за счет увеличения дав-
ления.
Найдем изменение т|л, /ст, Pict в зависимости от давления
при постоянной мощности и силе тока лампы. Очевидно, что при
этих условиях напряжение на лампе ил также будет постоян-
ным. Интересующие нас величины связаны следующими урав-
нениями:
//л=Р/ст+/7а.к; (6.27)
E=cEpbIInd^-, (6.28)
PICT=^PP, (6.29)
Т1л(Л)=СЛ(1-С/а.к/С/л) (1-Р1т/Р1ст). (6.30)
Значение /7а.к и /гл, а также коэффициенты сЕ, b, п, g будем'
считать известными и для упрощения задачи постоянными.
Из уравнения (6.27) найдем расстояние между электродами:
1= (Un—Ua.K)/E. (6.31)
Заменяя значение Е его выражением из (6.28), получаем
/= (ил—Uax)Ind^l (cEpb) — const;di*7pb. (6.32)
Из уравнения следует, что при постоянных ил и I уменьшается
/ с ростом давления и слабо возрастает с ростом диаметра.
Подставляя в (6.30) значение Р\Сх из (6.29) и Е из (6.28),
получаем ход КПД излучения с изменением давления:
(11 \ Г / Р \ Я
<6'33>
Из формулы видно, что с ростом давления доля тепловых и
приэлектродных потерь уменьшается и КПД определяется зна-
чением c-t.{p, di) (рис. 6.3,а).
Аналогичным путем можно найти характер изменения пара-
метров лампы при увеличении удельной мощности за счет ро-
ста тока при рл=сопз1 и p=const.
Длина лампы
/ = Г(Рл/М)-^.к] = const[(рл//) _ j jn (6 34)i
сЕР
Рис. 6.3. Зависимость (схематическая) /, т) и PiCT от давления (а) и от силы
тока (б) при постоянных Рл, Ux и d
Поскольку показатель степени п существенно меньше едини-
цы, характер спада I с увеличением тока будет определяться в
основном ходом Рл/A Коэффициент полезного действия излуче-
ния будет, с одной стороны, падать за счет роста доли около-
электродных потерь, а с другой стороны, расти ввиду роста
удельной мощности:
т)л (X) = сД 1— (^л///а.к/Рл) ] (1— const/P*-”)). (6.35)
Поэтому цл будет иметь максимум от тока, положение которого
можно найти, зная конкретные значения параметров и констант
На рис. 6.3,6 схематически показан характер зависимости
I, т]л и Рит от силы тока в рассмотренном случае.
Уменьшение удельных тепловых потерь может быть достиг-
нуто путем выбора рабочих веществ с минимальной теплопро-
водностью. Так как теплопроводность уменьшается с ростом
атомной массы газа или пара, то более выгодно применение га-
зов или паров с наибольшей атомной массой, например ртути,
таллия, ксенона и др.
Вопросы повышения КПД излучения за счет перераспреде-
ления энергии в спектре излучения при помощи люминофоров
рассмотрены в гл. 8, 10, 14, а при помощи введения в разряд
излучающих добавок—в гл. 15—17.
6.4. УСЛОВИЯ СОЗДАНИЯ ЛАМП С ВЫСОКОЙ
ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЙ ЯРКОСТЬЮ
При создании ламп с высокой энергетической или видимой
яркостью необходимо обеспечить получение высоких плотностей
излучения, требуемого спектрального состава излучения и опре-
деленных размеров светящегося тела.
Рис. 6.4. Схематическая форма излучающих объемов с осевой симметрией:
а — цилиндрическая; б — конусообразная; в — веретенообразная
Зависимость энергетической яркости от мощности, размеров
и формы излучающего объема. Рассмотрим излучающие объ-
емы с осевой симметрией, представленные на рис. 6.4. Поток из-
лучения какой-либо спектральной линии Ф?., излучаемый этим
объемом, связан с силой излучения и яркостью этой линии сле-
дующим выражением:
Фх = (l-2R0y)Lr±, (6.36)
где /;.± — сила излучения в направлении, перпендикулярном оси
симметрии; — энергетическая яркость в направлении,
перпендикулярном оси и проходящем через начало отсчета; /—
длина излучающего тела; 2/?0л — эффективный диаметр излуча-
ющего тела в плоскости z=0; щ — коэффициент пропорцио-
нальности, характеризующий относительное пространственное
распределение силы излучения для данной спектральной линии:
п
а? = 2г j” sin МВ; (6.37)
6
— коэффициент пропорциональности, характеризующий отно-
сительное распределение энергетической яркости при наблюде-
нии в направлении, перпендикулярном оси z:
z=+l/2 x=+R0y
Ь= J J (6-38>
z=—Z/2 x=—/?0)
Б то же время, поток излучения
Ф1 = СХ Pejl - (Ртепл/ЛЛ-
Подставляя значения Фх из (6.39) в (6.38), находим
J _____ Сх( 1 Рт^ич/Рст) Рст
(х, v, I
(5.39)
(6.40)
“х П
.Из формулы (6.40) следует, что энергетическая яркость прямо
пропорциональна мощности разряда, значению коэффициента
ск и обратно пропорциональна площади поперечного сечения
-светящегося тела 2ROil.
Для разрядов в цилиндрических трубках, у которых l^Roi,
можно перейти к удельным характеристикам столба PiCT~
~ Рст/1:
Aj_ = АстАст/^0>1 (6-41)
где
Act = СХ1 (1 Р1т/Р1СТ)/2ухах. (6.42)
При изменении условий разряда PiCT и гТр происходит сравни-
тельно медленное изменение коэффициентов сх, ух и ах. Поэто-
му, если Ат/Аст<1, коэффициент Аст в определенных преде-
лах изменения условий разряда может приниматься посто-
янным.
Для разрядов с короткой дугой в известных пределах изме-
нения I, если при этом сохраняется неизменной конфигурация
излучающего объема, ширина дуги Roi~l. Поэтому
Aj_^APCt//2, (8.43)
.где Ai—коэффициент пропорциональности.
В разрядах с высокой энергетической яркостью обычно
At/Act<1, поэтому коэффициент Act при изменении условий
разряда Рст, р, I зависит обычно от коэффициентов Сх, У?. и «х-
Опыт показывает, что если сохраняется конфигурация разряда,
то ух и ах изменяются сравнительно медленно при изменении
Рст в довольно широких пределах и постоянных значениях р, I
или d. Поэтому для инженерных оценок Аст может быть при-
нято также постоянным.
Практическое постоянство коэффициента Аст является выра-
жением того факта, что при изменении условий разряда сохра-
няется светотехническое подобие разрядов, под
которым понимаем постоянство коэффициентов ух и ах. Из при-
веденных рассуждений следует обратный вывод: формулы
(6.41) и (6.43) остаются справедливыми при изменении усло-
вий разряда до тех пор, пока сохраняется светотехническое
подобие разрядов.
При инженерных расчетах значение приходится опреде-
лять экспериментально для соответствующих условий и типов
разряда. В отдельных случаях, как, например, для ксеноновых
дуг, получены расчетные формулы для яркости и ее распределе-
ния в зависимости от условий разряда (см. гл. 19).
В заключение подчеркнем, что формулы (6.41) и (6.43) да-
ют правильные результаты только при соблюдении изложенных
выше условий.
Габаритная яркость. Для многих практических расчетов ши-
роко используется так называемая габаритная яркость в на-
правлении, перпендикулярном оси разряда
7*габ^= 7$/5,
где Is — сила света, измеряемая с площадки 5, охватывающей
основную часть светящегося тела.
Форму и размеры площадки приходится выбирать условно,
поскольку светящееся тело разрядов ВД и СВД, особенно у дуг
средней и малой длины, имеет сложную форму и у него нет
четких границ в поперечном направлении. В целях упрощения
измерений площадку, как правило, выбирают в виде прямо-
угольника S=lb, расположенного по оси разряда между элект-
родами: I—расстояние между электродами, b — эквивалентная
ширина дуги, выбираемая условно в пределах (0,25—0,7)/ в за-
висимости от длины дуги и других параметров, определяющих
форму светящейся области.
При определении габаритной яркости по силе света от всей
лампы необходимо вводить коэффициент Cl=IsII меньше еди-
ницы, который учитывает долю силы света лампы I, приходя-
щуюся на площадку S. Таким образом,
1габ Ж С dis. (6.44)
Обратим внимание, что CL в значительной мере зависит от
чистоты и прозрачности оболочки, особенно у шаровых ламп с
малыми размерами дуги. Наличие мелких пузырьков и других
дефектов в кварцевом стекле, вызывающих рассеяние света,
приводит к значительному снижению CL и яркости.
Условия получения высоких энергетических яркостей в раз-
ряде могут быть найдены из анализа общего выражения для
энергетической яркости, приведенного в гл. 2 (см. также далее),
а также из формальных соотношений, выведенных в этом пара-
графе выше.
Из формул (6.41) и (6.42) следует, что в стационарных тер-
мических дугах для повышения энергетической яркости необхо-
димо увеличивать удельную мощность, выбирать условия раз-
ряда, соответствующие наибольшему ск, уменьшать долю теп-
ловых потерь и диаметр разрядного канала. Следует
подчеркнуть, что эти условия взаимосвязаны.
Повышение удельной мощности может быть достигнуто при
повышении давления газа и пара и связанного с этим увеличе-
нии градиента потенциала и при увеличении силы тока.
Для уменьшения диаметра разрядного канала в разрядах
высокой интенсивности применяют следующее: уменьшают ди-
аметр разрядной трубки, повышают давление, проводят выбор
соответствующего наполняющего газа, используют явление око-
лоэлектродного стягивания разряда. Если температура (и раз-
меры торцов) электродов невелики, то разряд стягивается у
электродов. Это стягивание распространяется и на примыкаю-
щие части разряда, ограничивая их расширение. Поэтому вбли-
зи электродов при наличии этого эффекта возникают области
повышенной яркости (см. гл. 14 и 15).
Реализация этих путей привела к созданию двух типов ламп
высокой яркости стационарного действия: капиллярных ламп с
водяным охлаждением и ламп с короткой дугой в колбах шаро-
вой или близкой к ним формы.
Подчеркнем, что высокие энергетические яркости в стацио-
нарных условиях могут быть получены только в термических
дугах. Это объясняется тем, что большие объемные концентра-
ции мощности, необходимые для получения высоких энергети-
ческих яркостей, связаны с большими концентрациями нор-
мальных атомов и электронов в разряде, при которых, как пра-
вило, наступает состояние, близкое к термическому равновесию.
Значительно более высокие мгновенные яркости, чем в ста-
ционарных разрядах, удается получать в импульсных разрядах
за счет существенно более высоких мгновенных значений удель-
ной мощности и больших градиентов температуры к краям раз-
ряда. При достаточно больших значениях мгновенных мощно-
стей, выделяемых в разряде, яркость достигает предельных
значений и перестает расти при дальнейшем увеличении мощ-
ности. Это связано с тем, что разряд становится непрозрачным
для собственного излучения в тонких слоях и приобретает свой-
ства поверхностного излучателя (см. ниже). Поэтому дальней-
шее увеличение плотности энергии, вводимой в разряд, не при-
водит к росту энергетической яркости, а сопровождается таки-
ми процессами, в результате которых подводимая энергия могла
бы быть отведена. Такими процессами являются увеличение из-
лучающей поверхности за счет расширения разрядного канала
или повышение температуры плазмы до таких значений, при
которых появляются и начинают играть роль другие процессы
отвода энергии, для которых еще не наступило равновесие. При
высоких степенях ионизации это может быть излучение непре-
рывного спектра, излучение возбужденных ионов, ионная тепло-
проводность и др. (подробнее см. в [0.9, 4.2, 4.5, 5.16—5.18]).
Предельные значения энергетической яркости в разряде най-
дем из анализа общего выражения для энергетической яркости
объемного излучателя. Спектральная интенсивность энергетиче-
ской яркости в направлении х для излучающего объема V
(см. рис. 2.16) равна:
(6.45)
Из формулы (6.45) следует, что для увеличения Lv необхо-
димо увеличивать 6V и толщину излучающего слоя в направле-
нии наблюдения. Однако увеличивать толщину излучающего
слоя целесообразно до тех пор, пока ехр
не станет
малой. Дальнейшее увеличение
из-за поглощения излучения уже
нию Lv. Если предположить, что
нат, то из формулы (6.45) легко
скую яркость:
(— J" kv dt]
толщины излучающего слоя
не будет приводить к увеличе-
0V и kv не зависят от коорди-
найти предельную энергетиче-
Lymax 6v/^v- (6.46)
Иначе обстоит дело в оптических квантовых генераторах
(см. § 2.5). В них kv отрицательно, и поэтому, как видно из
(6.45), с увеличением толщины оптического слоя Lv непрерывно
увеличивается и может стать исключительно большим, даже
при весьма малых значениях 0V.
В условиях термического разряда повышение 0V может быть
достигнуто путем увеличения концентрации атомов за счет уве-
личения плотности газа или пара и повышения температуры
плазмы, при этом одновременно с изменением 0V будет изме-
няться и kv. Поэтому предельное значение Lv будет определять-
ся характером изменения 0V и kv в зависимости от температуры
и плотности и их распределения в разряде вдоль линии наблю-
дения. Рассмотрение выражения (6.45) показывает, что если
kv растет с ростом температуры, то для повышения Lv необхо-
димо стремиться также к созданию на внешней границе кана-
ла разряда максимально больших градиентов температуры, по-
скольку при этом будут облегчаться условия выхода излучения,
и разряд будет приближаться к идеальному поверхностному из-
лучателю.
Законы изменения 0v и kv от частоты весьма различны
Для различных спектральных линий и непрерывного фона, и по-
этому выражение для Lv должно рассматриваться отдельно для
различных спектральных линий и непрерывного фона. Расчет
предельных Lv в условиях разряда высокой интенсивности ос-
ложняется тем, что спектральные линии имеют весьма сложную
форму, которая, кроме того, зависит от координат рассматри-
_____________________________________________________________
ваемой точки в разряде. Качественное рассмотрение вопроса
приводит к выводам, изложенным выше.
К вопросам получения высоких яркостей мы еще вернемся
в гл. 14—19.
Замечания о работе материалов в лампах с высокими плот-
ностями энергии. С увеличением концентрации мощности растет
температура разряда и плотность теплового потока. В этих ус-
ловиях к материалам колб и электродов предъявляются исклю-
чительно высокие требования и во многих случаях именно свой-
ства материалов ставят предел возможностям ламп.
Глава седьмая
КОЛБЫ И ИХ НАПОЛНЕНИЕ. ВВОДЫ
7.1. ОБЩИЕ СВЕДЕНИЯ О КОЛБАХ РАЗРЯДНЫХ ЛАМП
И ИХ НАПОЛНЕНИИ
Назначение колб. Колбы представляют собой герметически
замкнутые оболочки той или иной формы, прозрачные для оп-
тического излучения. Их основное назначение — изолировать
среду, в которой происходит разряд, от атмосферного воздуха.
Наряду с этим колбы выполняют и другие функции. Они явля-
ются конструктивным остовом ламп, определяющим положения
электродов, вводов и соединительных элементов. Во многих ти-
пах ламп стенки колбы ограничивают разряд, и, таким образом,
форма и размеры колбы определяют форму и размеры разряда
и его электрические и оптические свойства. В лампах с разря-
дом в парах металлов и веществ тепловой режим колбы опре-
деляет давление паров, а следовательно, оказывает решающее
влияние на электрические и оптические свойства разряда. В лю-
минесцентных лампах на внутренние стенки колбы наносится
слой люминофора. В некоторых типах ламп колба выполняет
роль оптической системы, перераспределяющей поток излучения
в пространстве. Для этого колбе придают необходимую форму
и покрывают ее поверхность отражающим или рассеивающим
слоем. В ряде случаев колба выполняет также роль фильтра.
В некоторых типах ламп колба, в которой происходит раз-
ряд (горелка), заключена в одну или несколько внешних колб.
Последние чаще всего предназначены для обеспечения требуе-
мого теплового режима горелки, но одновременно с этим могут
выполнять и другие функции, перечисленные выше.
Рабочие вещества и их давление. Выбор рабочих веществ,,
т. е. веществ, в которых происходит разряд, определяется, с од-
ной стороны, требованиями к спектру излучения, а с друго —
возможностью использования соответствующего элемента или
его соединения в разрядной лампе. Что касается спектров излу-
чения, то существует большое число элементов, излучение ко-
торых представляет значительный интерес для создания эффек-
тивных источников излучения различного назначения. При ис-
пользовании в разрядных лампах закрытого типа рабочие ве-
щества должны удовлетворять, по крайней мере, двум требо-
ваниям: упругость паров элемента или вещества при допусти-
мой рабочей температуре колбы должна быть достаточной для
получения требуемого излучения с приемлемым КПД и элемен-
ты или вещества при рабочей температуре лампы не должны
разрушать материал колбы и электродов.
Этим требованиям полностью удовлетворяют инертные га-
зы, в определенной мере азот, водород, которые и находят при-
менение в разрядных источниках излучения. Из металлов наи-
более широкое применение нашла ртуть. Это объясняется тем,
что из всех металлов она обладает наиболее высокой упруго-
стью паров, дает богатый линейчатый спектр излучения в уль-
трафиолетовой и видимой областях спектра и химически не ак-
тивна по отношению к материалу колб и электродов. К недо-
статкам ртути относится токсичность ее паров.
Среди других металлов, обладающих сравнительно высокой
упругостью паров, после ртути следуют цезий, рубидий, кад-
мий, калий, натрий, цинк, т. е. металлы I и II групп таблицы
Менделеева. Интересны по своим спектральным и другим ха-
рактеристикам разряды высокого давления в парах натрия, це-
зия и некоторых других металлов (см. гл. 18). В табл. 7.1 при-
ведены температуры, при которых упругости паров некоторых
металлов имеют значения 1,3 и 1,3-104 Па (10-2 и 102 мм рт. ст.).
Первая точка близка к оптимальному выходу резонансного из-
лучения в области низкого давления, вторая примерно соответ-
ствует началу области разрядов высокого давления.
Из табл. 7.1 видно, что для получения давления паров (кро-
ме Hg) около 1,3 Па (10-2 мм рт. ст.) нужны температуры
155—630 °C, а для получения давления 1,3-104 Па
(Ю2 мм рт. ст.) —температуры 500 °C и выше. Этим определя-
ются требования к тепловому режиму материала колбы.
До 60-х годов большое число элементов не могло быть ис-
пользовано для наполнения разрядных ламп либо из-за недоста-
точной упругости паров при допустимых рабочих температурах
колбы (кварцевое стекло до 900—950°C), либо из-за разруша-
ющего воздействия на материал колбы или электродов.
Начало 60-х годов ознаменовалось большими успехами в
преодолении этих трудностей. Во-первых, был открыт новый
метод введения многих элементов в разряд (см. гл. 15). Во-вто-
рых, был разработан новый материал для колб из оксида алю£
Таблица 7.1
Температура Вещество
Hg Cs Rb К Cd Na Zn Mg T1 Ba
Температура, °C, при р=1,3 Па 47 155 175 205 270 290 350 437 610 630
Температура, °C, при р=1,3-104 Па 270 500 500 580 620 690 730 870 1230 1250
миния. Благодаря этим успехам появились лампы, обладающие
самым различным спектром излучения при более высоких КПД,
чем известные до этого. Принцип их действия, устройство и ха-
рактеристики рассмотрены в гл. 15—18.
При использовании газов создание необходимого рабочего
давления достигается путем наполнения колбы лампы до тре-
буемого давления во время изготовления. При работе лампы
давление лишь несколько повышается за счет повышения тем-
пературы газа (см. § 7.6).
В лампах с парами металлов или их соединений рабочее
давление паров определяется температурой колбы и количест-
вом введенного в лампу металла или его соединения. До тех пор
пока в лампе есть жидкая (или твердая) фаза, давление опре-
деляется как упругость паров, насыщающих пространство, по
минимальной температуре внутри лампы. С ростом температу-
ры давление очень резко возрастает. В работающей и нерабо-
тающей лампе давление паров в зависимости от температуры
колбы может изменяться в тысячи и миллионы раз. Необходи-
мая для создания соответствующего давления минимальная
температура внутри лампы обеспечивается за счет нагрева кол-
бы и электродов энергией разряда.
Лампы низкого давления, использующие резонансное излу-
чение металлов, работают, как правило, при избытке металла,
и поэтому рабочее давление в них определяется как давление
насыщающих паров. Режим этих ламп весьма сильно зависит
от температуры колбы. Лампы высокого и сверхвысокого дав-
ления стараются наполнять дозированным количеством метал-
ла с таким расчетом, чтобы при работе лампы он полностью ис-
парялся и лампы работали в режиме ненасыщающих паров.
При этом давление, а следовательно, все электрические и свето-
вые характеристики значительно меньше зависят от теплового
режима колбы (см. § 7.6).
Обратим внимание на то, что натриевые лампы высокого
давления работают при наличии жидкой фазы амальгамы нат-
рия, и поэтому их характеристики в сильной мере зависят от
температуры холодной зоны лампы, определяющей давление
паров ртути и натрия. Аналогично многие типы металлогалоген-
ных ламп наполняются избыточными количествами некоторых
излучающих добавок, и поэтому давление паров этих добавок
резко зависит от температуры наиболее холодной зоны колбы
лампы. В некоторых типах разрядных ламп высокого и сверх-
высокого давления существенную роль играет конвекция (см.
гл. 14, 15, 19).
Материалы колб [7.1—7.3]. Материал колбы должен удов-
летворять следующим требованиям:
1) быть прозрачным в необходимой области оптического
спектра;
2) обладать газонепроницаемостью при рабочих температу-
рах;
3) допускать работу при температурах, требуемых условия-
ми разряда и эксплуатации;
4) обладать химической стойкостью по отношению к вещест-
вам, в которых происходит разряд при рабочих температурах,
и не взаимодействовать с ними;
5) не выделять веществ, нарушающих работу лампы (элект-
роды, газовая среда, люминофор и т. д.);
6) допускать возможность придания ему формы различных
оболочек и обладать способностью сохранять полученную
форму;
7) обладать при рабочих температурах механической проч-
ностью, достаточной для того, чтобы выдерживать внешние и
внутренние давления, необходимые для работы лампы;
8) обладать хорошими электроизоляционными свойствами
при рабочих температурах;
9) допускать соединения с металлами для получения ваку-
умно-плотных вводов;
10) быть достаточно дешевым и технологичным для изготов-
ления колб и т. д.
Основным материалом, применяемым для изготовления
колб разрядных ламп, являются различные сорта неорганиче-
ских стекол. В настоящее время разработано большое количе-
ство сортов стекла специально для колб разрядных ламп раз-
личного типа. В качестве основного стеклообразующего оксида
используется оксид кремния, который обычно составляет от 50
До 100%.
На рис. 7.1 приведены кривые пропускания т для нескольких
наиболее распространенных в промышленности сортов стекол.
Обычные сорта стекол прозрачны в области от 320 нм до 3 мкм.
Для увеличения прозрачности стекол в более далекой УФ-об-
ласти спектра содержание солей железа, титана и некоторых
Других металлов должно быть ниже тысячных долей процента.
В этом случае удается сдвинуть границу пропускания до
200 нм. Наибольшей прозрачностью обладает кварцевое стекло,
Рис. 7.1. Кривые пропускания некоторых наиболее распространенных в лам-
повой промышленности сортов стекол при толщине 1 мм и температуре 20 °C:
1.— кварцевое стекло; 2— стекло С-49-5К: 3— стекло С-90-1
представляющее собой плавленый диоксид кремния высокой
степени чистоты. Оно прозрачно в области от 180 нм до 5 мкм.
Для получения прозрачности в более коротком ультрафиолете
или более далекой ПК-области применяют небольшие окошки
из специальных материалов в основной колбе.
Обычные сорта стекол могут работать при температурах, не
превышающих 200 °C. Этим ставится предел повышению удель-
ной мощности ламп и рабочему давлению паров. Дальнейшее
повышение удельной мощности и рабочего давления паров в
лампе может быть достигнуто путем использования более туго-
плавких стекол, например так называемых молибденовых с ра-
бочей температурой около 300—350 °C или стекол типа «Пи-
рекс» с рабочей температурой до 500 °C. Однако и эти стекла
решают проблему создания высоконагруженных ламп только
частично. Удельные электрические мощности удается повысить
до 3—4 Вт/см2, а давления до (1—2) 105 Па.
Совершенно новые возможности в смысле создания ламп со
значительно более высокими удельными мощностями и весьма
высокими давлениями открыло применение кварцевого стекла.
Температура размягчения кварцевого стекла составляет около
1600 °C. Хорошие сорта стекол могут работать многие сотни ча-
сов при рабочих температурах до 950 °C. Механическая проч-
ность кварцевого стекла находится на уровне прочности лучших
стекол: о2=7004-1200 кгс/см2.
Кварцевое стекло имеет весьма низкий температурный коэф-
фициент линейного расширения, слабо возрастающий с темпера-
турой (алгб-Ю-7 °C-1), что обеспечивает его очень высокую
термическую устойчивость. Но малый температурный коэффи-
циент расширения затрудняет создание достаточно удобных в
производстве и надежных вакуумно-плотных спаев, поскольку
ни один металл при температуре размягчения кварца не имеет
такого низкого коэффициента расширения. Проблема создания
вакуумно-плотных вводов на токи до нескольких десятков ам-
пер была решена примерно в 1936—1938 гг., после чего стали
получать все более широкое развитие различные источники све-
та высокой интенсивности в колбах из кварцевого стекла.
Серьезным недостатком силикатных стекол, в том числе и
кварцевого стекла, является их слабая устойчивость по отно-
шению к разряду в парах щелочных металлов при повышенных
температурах. Для ламп НД с парами этих металлов изготов-
ляются специальные накладные стекла (см. § 13.1). Их рабочие
температуры не превосходят 450 °C. Поэтому они непригодны
для создания ламп высокого давления с парами этих металлов.
В конце 50-х годов был разработан новый керамический ма-
териал для колб, обладающий более высокими рабочими тем-
пературами (до 1600°С), чем кварцевое стекло, и весьма устой-
чивый к воздействию паров щелочных металлов вплоть до
1500 °C. Он представляет собой спеченный при высоких темпе-
ратурах поликристаллический оксид алюминия AI2O3 особой
чистоты и известен под названиями «поликор», «люкор» и др.
Появление этого материала открыло возможности создания
ряда ламп высокого давления с парами щелочных металлов,
таких, как натрий, цезий и др. В настоящее время этот матери-
ал получил широкое применение в натриевых лампах ВД (см.
гл. 18).
В середине 70-х годов была разработана технология произ-
водства трубок из высокопрозрачных монокристаллов А12О3. Их
коэффициент пропускания достигает 96—98%, и они практиче-
ски не содержат примеси. Трубки используются в качестве обо-
лочек для ламп высокого давления в парах щелочных металлов
(см. гл. 18).
Поликристаллический оксид алюминия имеет следующие ха-
рактеристики: плотность 4 г/см3; температурный коэффициент
линейного расширения около 8-10-7 °C-1; температура плавле-
ния 2050°C; теплопроводность 0,318 Вт/(см-°C) при 50°C и
круто падает с ростом температуры выше 100 °C; модуль упру-
гости 3,9-106 кгс/см2; временное сопротивление разрыву
3100 кгс/см2; коэффициент Пуассона 0,2. Материал дает рассе-
янное пропускание; прозрачность в видимой области для всего
потока — до 90%, средняя величина прямого пропускания 35%,
в ИК-области пропускание до 6—7 мкм [7.3].
Форма и размеры колб определяются в основном выбран-
ной формой и типом разряда, конструктивными и технологиче-
скими соображениями, а также условиями получения требуемо-
го температурного режима. Колбы ламп с малым расстоянием
между электродами имеют шаровую или близкую к ним фор-
му, цилиндрическую, овальную и т. п. Колбы ламп с большим
расстоянием между электродами имеют форму трубок. Для
мощных ламп низкого давления с резонансным излучением
иногда применяют трубки некруглого сечения. последние го-
ды все большее применение находят лампы, сочетающие в себе
источник излучения с оптической системой для перераспределе-
ния излучения в пространстве.
Определяющими конструктивными размерами колбы явля-
ются в случае шаровой формы диаметр и толщина стенки, в
случае трубчатой формы диаметр трубки, ее длина и толщина
стенки. В том случае, когда трубкам придают форму спиралей,
зигзагов и т. п., к конструктивным размерам относятся также
диаметр спирали и ее шаг или другие геометрические размеры,
определяющие конфигурацию лампы. Конфигурация трубчатых
ламп определяется обычно, исходя из светотехнических требова-
ний с учетом теплового режима колбы. Размеры колб выбира-
ются, исходя из геометрических размеров разряда и темпера-
турного режима лампы.
Лампы, у которых длина и диаметр колбы примерно одного
размера, условно будем называть компактными.
7.2. ТЕМПЕРАТУРНОЕ ПОЛЕ КОЛБ
♦
Температуры колб являются одной из важнейших характери-
стик, поскольку они определяют выбор материала, а в лампах
с парами металла и других веществ — давление паров, от кото-
рого зависят все параметры разряда. Температурные поля колб,
электродов, вводов могут быть найдены путем решения урав-
нений их теплового баланса с соответствующими начальными и
граничными условиями.
Общее уравнение трехмерного нестационарного температур-
ного поля оболочки с неравномерно распределенными объемны-
ми источниками и стоками тепла имеет вид
Cv ~dt = diV gFad + w‘rarP<r- <r> T’ (7‘
где cv — удельная объемная теплоемкость материала колбы,
в общем случае зависящая от координат г и температуры; и —
коэффициент теплопроводности, в общем случае зависящий от
координат и температуры; щНагр — объемная плотность мощно-
сти нагрева в точке г в момент времени t не за счет теплопро-
водности материала колбы, а, например, за счет поглощения из-
лучения; щохл — то же охлаждения.
В реальных лампах всегда наблюдается неравномерность
распределения температуры по поверхности колбы, которая за-
висит от неравномерности нагрева и других факторов. Строгое
решение уравнения баланса с учетом всех этих обстоятельств
может быть выполнено только на ЭВМ. путем численного реше-
ния конечно-разностной системы уравнений при задании на-
чальных и граничных условий. В [7.7], например, разработаны
алгоритм и программа решения подобной задачи на ЭВМ. для
цилиндрической оболочки и проведены расчеты нелинейного
нестационарного температурного поля короткой толстостенной
цилиндрической оболочки с учетом неоднородности поля объем-
ных источников тепла и различных граничных условий. Имеются
программы, приспособленные для расчета температурного поля
цилиндрической оболочки с учетом неравномерности нагрева и
охлаждения по двум и по одной координате (см., например,
[7.8]).
Однако строгое решение достаточно сложно и трудоемко
(особенно, если нужно составлять и отлаживать программу);
кроме того, для решения требуется соответствующая ЭВМ. По-
этому для многих инженерных задач более рационально иметь
приближенные решения с приемлемыми в каждом конкретном
случае допущениями.
Ввиду ограниченного объема книги рассмотрим здесь наи-
более простые случаи, позволяющие уяснить постановку зада-
чи и в то же время дающие возможность успешно проводить
инженерный расчет колб большинства разрядных ламп.
В этом параграфе рассмотрим стационарный режим
(dT/dt=O). Нестационарный режим см. в § 7.7.
Таким образом, задача сводится к решению уравнения вида
div(z grad Т) = даохл—wHarP (7.2)
с различными граничными условиями.
Примем, что нагрев происходит только на внутренней по-
верхности колбы, а охлаждение-—только с ее внешней поверх-
ности. Это допущение позволяет принять wKarp и даохл в стенках
колбы равными нулю, что значительно упрощает расчет и в то
же время в большинстве случаев вносит незначительную ошиб-
ку. В специальных случаях необходимо учитывать объемный
характер нагрева и охлаждения стенок колбы.
Дальнейшие допущения и ограничения будут делаться по
ходу изложения.
Напомним решение для простейшего случая.
Усредненный тепловой баланс колб и методы его решения.
Наиболее просто задача решается, если принять, что температу-
ры по внутренней и внешней поверхностям колбы постоянны и
градиент температур направлен нормально к поверхности; ох-
лаждение с внешней поверхности происходит по закону
Ньютона.
При этих допущениях тепловой поток Q через поверхность
стенки колбы, нормальную к градиенту температуры,
Q=—n(dT/dr)S, (7.3)
где dT/dr — градиент температуры в стенке колбы, нормальный
к поверхности S.
Приведем решение для наиболее распространенных колб:
оболочек цилиндрической и сферической формы.
Обозначим величины, относящиеся к внутренней поверхно-
сти колбы, индексом 1, а к наружной — индексом 2. Темпера-
туру окружающей среды обозначим То. Тогда, интегрируя урав-
нение (7.3) по г и учитывая, что Q при прохождении через стен-
ку остается постоянным, получаем для цилиндрической колбы
единичной длины
г,
^-ln-^- = f wlT, (7.4)
Та
где Qm — тепловой поток через цилиндр единичной длины.
Учитывая, что и является в большинстве случаев слабой
функцией температуры, с достаточной для практики точностью
интеграл можно заменить на и (Л—Т2), беря и для средней
температуры Тср= (Ti-]-T2)/2. Тогда для цилиндрической кол-
бы единичной длины
• <7-5>
Прошедший через внутреннюю поверхность колбы поток Qm
в стационарном случае и при сделанных выше допущениях
должен равняться потоку, отводимому с внешней поверхности
в окружающую среду. Поэтому для внешней поверхности ци-
линдрической колбы единичной длины запишем
Qm=a(7’2—(7.6)
где a — полный коэффициент внешнего теплообмена поверхно-
сти колбы с окружающей средой. Его определение в зависимо-
сти от различных факторов дано в § 7.3.
Совершенно аналогично решается задача для сферической
колбы, и мы получаем
Ссф = 4™ (Т1 - 7\) / (J- - -L) (7.7)
и
Qc$=a(7’2—7’о)4лг22. (7.8)
В (7.7) и (7.8) С?сф — поток через всю поверхность сферы.
Таким образом, для каждой формы колбы два уравнения
связывают пять величин: Q, Л, Т2, и и г2. Значения и, а и То
считаем известными. Следовательно, для однозначного решения
задачи должны быть заданы три величины из этих пяти. Так,
например, если известны Q, и и г2, найдем Ti и Т2, при задан-
ных значениях Q, Л и Т2 найдем и и г2 и т. д.
Приведем хорошо известные выражения для температуры
при заданных значениях Q, и и г2. Исключив из уравнений (7.5)
и (7.6) или (7.7) и (7.8) Т2, получим:
для цилиндрической колбы единичной длины
Т1-То= Qm {In [ (г2/г1)/(2лх) ] +1/ (2лг2а)}; (7.9)
для сферической колбы
у-) / (4тги)] + [l/(W2a]
(7.Ю)
Далее находим значение Т2.
На практике часто удается упростить задачу, учитывая, на-
пример, тонкостенность оболочки, сильное различие значений
тепловых сопротивлений стенки и внешней теплопередачи и др.
Конкретные примеры рассмотрены ниже, а также в следующих
параграфах и главах, относящихся к соответствующим типам
ламп.
Приближенный учет неравномерности нагрева и охлаждения
колбы. Приближенное решение может быть получено, если пре-
небречь теплообменом между отдельными частями колбы и до-
пустить, что тепловой поток в каждой точке колбы и при нерав-
номерном нагреве и охлаждении направлен нормально к ее по-
верхности. (Дальше рассмотрим уравнение, учитывающее теп-
ловые потоки в стенках колбы и приведем критерий, позволяю-
щий оценивать допустимость сделанного упрощения.)
Перейдем к плотности теплового потока q, под которой бу-
дем понимать поток, проходящий через единичную достаточно
малую поверхность, нормальную к направлению потока. В пре-
деле
q «AQ/&S=dQ/dS.
При сделанных допущениях аналогично тому, как были вы-
ведены формулы (7.5) — (7.8), получим уравнения баланса еди-
ничных участков поверхности колб с координатами г, <р, z для
цилиндра и г, ф, ф для сферы и, таким образом, учтем нерав-
номерность нагрева. Неравномерность охлаждения учитывается
зависимостью То от координат и коэффициентом а. Для ци-
линдра
р.п)
(?охл.ц(г2, ф, г)=ац[Г2(г2, Ф, z)—Г0(ф, г)]; (7.12)
qH.nfi==qoxn.ni'2- (7.13)
Для сферы
а /г „ ,,л_ ^[Г1(Г1, у, Ф)-Г2(г2, у, ф)] /7 14)
9н.сф1'1> <Р> W Vfl/rj— l/r2) '
<7охл.сф(г2, ф, ф) =асф[72(г2, ф, ф) — Т0((р, ф)]; (7.15)
(J н.сф^12 q охл.сфГ 22 • .(7-16)
Тепловые потоки AQz с конечных участков поверхности колб
найдем, проинтегрировав соответствующие уравнения (7.11) —
(7.16) по AS,. Задача весьма упрощается, если для больших
участков колбы или всей колбы в целом можно считать q или
Т постоянными или заменить их эффективными значе-
ниями, т. е. свести к рассмотренному выше случаю. В даль-
нейшем при инженерных расчетах, не требующих большой точ-
ности, будем широко пользоваться этим приемом.
Условия решения этих уравнений аналогичны рассмотрен-
ным выше с той существенной разницей, что теперь величины
<?н, 71, Г2, То, q0XJI являются функциями координат. Очевидно,
результаты будут тем ближе к истине, чем ближе условия за-
дачи соответствуют принятым допущениям. С этой целью рас-
смотрим уравнение, учитывающее тепловой поток по колбе, ко-
торый нарушает принятое допущение.
Одномерное уравнение температурного поля колб и дру-
гих узлов ламп. Более точное продольное распределение тем-
пературы при неравномерном нагреве может быть получено при
учете продольных тепловых потоков в стенках колб или других
узлах ламп, направленных от более нагретых к более холодным
частям. Во многих практически важных случаях эту задачу в
стационарном режиме можно решать при следующих допуще-
ниях: радиальный перепад температуры в стенках пренебрежи-
мо мал по сравнению с перепадом между стенкой и окружаю-
щей средой, температура по периметру теплоотдающей поверх-
ности является только функцией продольной координаты z.
Очевидно, такие предположения пригодны для колб и других
узлов лампы цилиндрической формы с l^>d.
При этих допущениях задача сводится к одномерной, и урав-
нение теплового баланса запишется так:
(7.17)
dz \ dz )
где фюхл и Qih — соответственно удельные (на единицу длины)
мощности охлаждения и нагрева; S-—площадь поперечного се-
чения, по которому распространяется тепло в направлении оси
z в точке z.
Если известны QiH, фюхл, и и S как функции Т иг и гранич-
ные условия, то уравнение (7.17) может быть решено на ЭВМ.
При условии, что и не зависит от Г, а 5—от г и охлаждение
описывается законом Ньютона с постоянным значением а,
уравнение (7.17) решается также и аналитически [7.6]. Факти-
чески % и а зависят от температуры. Поэтому для уменьшения
ошибки колбу или ввод следует разделить условно на несколь-
ко характерных участков и для каждого из них принять свои
постоянные значения х, а и S. Как показали расчеты [7.6], до-
статочно хорошее совпадение с экспериментом получается при
разделении цилиндрической лампы на область столба, приэлек-
тродные области и вводы и аппроксимации нагрева для каж-
дой области QiH=const или в виде линейной функции темпера-
туры (см., например, рис. 7.8,в). Более подробно см. в [7.6] и
§ 7.11.
Для колбы в форме достаточно длинного тонкостенного ци-
линдра (гг—Гг—б, б-Сп) при сделанных допущениях уравнение
(7-17) примет вид
xd(d2T/dz2) =а(7’—T’o)—QiH- (7.17а)
Критерий возможности пренебрежения потоками вдоль кол-
бы. Анализ уравнения (7.17а) позволяет качественно оценить
условия, при которых можно пренебречь теплообменом вдоль
колбы и пользоваться более простыми соотношениями, выведен-
ными выше. Для этого необходимо, чтобы ud(d2T/dz2) и
Цохл- Тогда qK(z) жд0ХЛ(Т). Поскольку значение d2Tldz2 обычно
до решения уравнения (7.17а) неизвестно, предлагаем пользо-
ваться следующим приближенным, но удобным для практики
критерием [7.5]. Для того чтобы можно было пренебречь теп-
лопроводностью вдоль колбы, необходимо, чтобы относительный
градиент (спад) температуры вдоль колбы, вызванный только
изменением по z, был намного меньше относительного гради-
ента (спада) температуры по z, вызванного только теплопро-
водностью и охлаждением ud(d2T/dz2) «дохл, считая qH^qoxn.
Это приводит к выражению
где а — суммарный (излучение и теплопередача) усредненный
коэффициент теплопередачи в окружающую среду, принятой
9охл~а(7’—T’o); z—расстояние вдоль колбы.
Из (7.18) видно, что критерий выполняется в средней части
колбы, где в силу симметрии (dqK!dz)—Q или близка к нему.
Далее видно, что критерий выполняется тем лучше, чем боль-
ше а, т. е. теплопередача с поверхности в окружающую среду,
и чем меньше х и б, т. е. теплопередача вдоль стенки. Обычно а
растет с температурой быстрее х, поэтому критерий лучше вы-
полняется при более высокой температуре. В конкретных лам-
пах выбор рабочей температуры материала колбы и 5,как
правило, предопределены так, что величина ]/а/хб оказывается
заданной. Поэтому остается проверить значение (dqR]dz) (1/<?н) -
Обратим внимание, что если надежно измерено распределе-
ние температуры по колбе, то при определенных условиях из
уравнений (7.17) может быть найдено распределение qK(z)
(см., например, [16.2]).
Дальнейшие пути уточнения решения. При отсутствии ци-
линдрической симметрии в распределении температуры и при
необходимости получения более детальных сведений о темпера-
турном поле колбы следует решать более сложную задачу на
ЭВМ. (см. начало параграфа).
7.3. ОПРЕДЕЛЕНИЕ МОЩНОСТЕЙ ОХЛАЖДЕНИЯ И НАГРЕВА КОЛБ
Для решения уравнений температурного поля колб, рассмот-
ренных в § 7.2, необходимо знать распределение мощностей на-
грева и охлаждения по колбе и вводам и их структуру, а при
нестационарных режимах — также зависимость от времени.
Определение локальной мощности охлаждения q2(T) и
Похл- В общем случае теплоотвод от нагретой колбы и вводов
происходит путем теплопередачи в окружающую среду (?2т и
путем излучения q2 из л так, что
(?2=(72тН-<72иЗЛ- (7-19)
С другой стороны, мы приняли, что
?2=(Хохл (Т’г—Т1).
Поэтому можно положить, что
(Хохл == (Хт+'СХизл» (7.20)
^7 2т—' ОЬт (Т2 ^о)
И
?изл (Т2—То). (7.21)
Определим сначала ат и q2T, а затем д2изл и аизл-
Потери мощности путем теплопередачи в окружающую сре-
ду. Для нахождения ат удобнее всего пользоваться эксперимен-
тальными зависимостями, обобщенными в форме критериев по-
добия,— в критериальной форме [7.4].
Наиболее важными для расчета являются следующие критерии подобия:
ocd
критерий Нуссельта Nu ==-;
х
ЩгСр v
критерий Прандтля Рг—--— = —;
а
X
gd3
критерий Грасгофа Gr = p—— At;
„ „ pvd \
критерий Рейнольдса Re = ——.
Б приведенных выражениях d — определяющий размер тела, в случае гори-
зонтально расположенного цилиндра или шара — их диаметр, в случае вер-
тикально расположенного цилиндра — его высота; и — коэффициент тепло-
проводности; g — ускорение силы тяжести; р, — вязкость; v — определяющая
скорость движения газа или жидкости; р — плотность; ср — теплоемкость при
постоянном давлении; v — кинематическая вязкость; а — температуропровод-
ность; Р — коэффициент теплового расширения теплопередающей среды (для
газов Р=1/7’); Д£—перепад температур между поверхностью и средой. Ко-
эффициенты и, |х, v, р, ср, v относятся к газу или жидкости, окружающих
нагретое тело.
Для получения правильных результатов все величины, входящие в кри-
терии подобия, при обработке экспериментов и при расчетах должны усред-
няться совершенно одинаковым образом. Это относится к размерам тела,
определяющей температуре, для которой берутся значения физических пара-
метров, и определяющей скорости (см. ниже).
Поскольку значение а определяется из критерия Нуссельта, опытные дан-
ные обрабатываются так, чтобы критерий Нуссельта выражался как функция
других критериев. Зависимость между критериями обычно представляют
в форме степенных функций. Поэтому всегда следует иметь в виду границы
и условия применимости тех или иных зависимостей.
В условиях свободной конвекции в неограниченном пространстве
Nu=c(Gr-Pr) п.
(7.22)
Значения с и п приведены в табл. 7.2.
В формуле (7.22) в качестве определяющего размера для труб и шаров
принят их диаметр d; определяющая температура Тт= (Т-г-уТо) /2; То — тем-
пература газа (жидкости) за пределами зоны передачи тепла.
Найдем значение ат из критерия Нуссельта:
ctT = Nu(x/d) =c(GrPr) nxld.
Подставляя значения Gr, после приведения получим:
ат = ex Prj” = Ad^n~l) Ып.
В условиях естественной конвекции для большинства практически важ-
ных случаев можно считать с=0,54 и и=0,25 так, что
ат^Дс/2-0-25(Д00’25- (7-23)
При ламинарном, течении газа или жидкости (Res^2-103) вдоль прямой
тРУбы для определения ат можно пользоваться формулой [7.4]
ar= (xf/d3KB) 0,17Ref1/3Prf°’4SGrf0’1 (Prf /Ргтр) °.2®.
(7-24)
Таблица 7.2 [7.4]
Gr.Pr
1-Ю-3—5-10+2
5-Ю2—2-Ю7
2-Ю7—1-ЮВ * * * * 13
1,18
0,54
0,135
1/8
1/4
1/3
Если Z<50cZ, то теплоотвод оказывается больше и значение ат следует
’умножить на поправочный коэффициент е/, значения которого даны ниже
[7.4]:
Z/d •1 2 5 10 20 30 50
Ч 1,90 1,70 1,44 1,28 1,13 1,05 1
Турбулизация движения существенно повышает коэффициент теплопере-
дачи. При турбулентном режиме течения газа или жидкости (Rej>l-104)
вдоль гладких прямых труб имеем
си = (xf/d9KB) 0,021 Ref °-80Prf °-49 (Prf/PrTp) °-25. (7.25)
В качестве определяющего размера с/экв принят эквивалентный диаметр,
-равный учетверенной площади поперечного сечения канала, деленной на его
полный (так называемый смоченный) периметр, независимо от того, какая
часть периметра участвует в теплообмене. Для труб круглого сечения d3KB
равен геометрическому диаметру. Формула применима для газов и капельных
жидкостей при Ref=l • 104-^-5-106 и Рг=0,6-;-2500.
Если Z/cf<50, то значение ат следует умножить на поправочный коэффи-
циент е/. Для l/d=\ при Re=l-104 ei=l,65, при Ref=l-106 ez=l,14. С ростом
l/d. Ei круто падает, приближаясь к единице для Z/d=50. Более подробно
см. в [7.4].
В условиях естественной конвекции для большинства прак-
тически важных случаев расчета колб значение </т, Вт/см2, мо-
жет быть определено из следующей приближенной формулы,
которая получается из формул (7.23) и (7.21) [6.2]:
?т«Лб/2-°-25(А/)1«25, (7.26)
где d2—для шара и горизонтальных трубок их внешний ди-
аметр, для вертикальных трубок — высота охлаждаемого участ-
ка, см; А/—Т2—То; А — коэффициент, сильно зависящий от
рода окружающего колбу газа и его давления и слабо от его
температуры. На рис. 7.2 приведены рассчитанные значения А
для наиболее употребительных газов в зависимости от опреде-
ляющей температуры /ср= (/г+/о)/2 при давлении в 105 Па.
Рис. 7.2. Значение коэффициента A, BT/fcM1-75-^1-25), в формуле (7.26) для
различных газов в зависимости от /СР= (£2+й>)/2. °C
Зависимость А от давления может быть выражена как
(Ai/A2) (pi/p2)2n, где п — показатель степени в формуле
(7.22). В большинстве практически важных случаев п=0,25,
так что (ДМ2) ~ (Pi/Pa) °’5 [6.2].
У вертикально работающих трубчатых ламп на длине Ц
большей критической, начинается турбулентное движение, при
котором охлаждение происходит по другим законам (см. выше).
На рис. 7.3 приведены в качестве примера рассчитанные по
формуле (7.26) значения qT при работе в воздухе.
Точность определения qT по формуле (7.26) составляет
±(5-10) %•
При тепловых расчетах горизонтально расположенных труб'
чатых ламп с небольшими перепадами температур более точ-
ные результаты получаются, если брать для А значения на
14—15% ниже приведенных на рис. 7.2.
Следует подчеркнуть, что все экспериментальные зависимо-
сти для ат в критериальной форме получены как усредненные
величины для нагретых тел разной формы и размеров в усло-
виях, при которых температура тел одинакова по всей их по-
верхности. Поэтому использование этих значений ®т для опре-
деления локальных значений qr связано с некоторыми ошибка-
ми. Более строго следует рассчитывать локальные значения qT,
пользуясь представлением о пограничном слое, через ко-
торый тепло передается газу (или от газа) или жидкости путем
теплопроводности. Локальные плотности тепловых потоков qT
Рис. 7.3. Зависимость удельных тепловых потерь от температуры поверхности
в условиях естественной конвекции для различных d2 при £о=20° С. Расчет
по формуле (7.26)
рассчитываются при этом по закону Фурье по формулам, совер-
шенно аналогичным (7.11) и (7.16). В этом случае для опре-
деления qT предварительно должны быть рассчитаны локальные
толщины пограничного слоя в конкретных условиях охлаждения
или нагрева. Эти расчеты, однако, громоздки, трудоемки и тоже
связаны с ошибками. Поэтому ими пользуются довольно редко,
предпочитая экспериментальные измерения температуры колб.
В гл. 14, 15, 19 приведены экспериментальные данные о вли-
янии конвекции на температурное поле колб и примеры расчет-
ных оценок этого влияния.
Потери мощности нагретой колбы путем излучения (подроб-
нее см. в [0.9]). Удельные (с единицы поверхности) потери мощ-
ности путем излучения
<7изл=екоо724—акЕ, (7.27)
где 8К — интегральный коэффициент излучения колбы при тем-
пературе внешней стенки Та, К; оо — постоянная Стефана—•
Больцмана, равная 5,67-10-12 Вт/(см2-К); ак— коэффициент
поглощения колбой при температуре Т2 падающего на нее из-
вне излучения; Е — облученность поверхности колбы со сторо-
ны окружающих ее тел.
При этом допускается, что стекло колбы излучает только с
внешней поверхности. Излучением окружающего колбу газа
обычно можно пренебречь и рассматривать обмен излучением
только с поверхностями, окружающими колбу.
Во многих практически важных случаях можно с достаточ-
ной точностью принять, что колба окружена замкнутой поверх-
ностью So, имеющей постоянную температуру То и постоянный
коэффициент излучения 80. Тогда
<7изл БпрСГо (Та4—То4), (7.28)
где 8пр—приведенный коэффициент излучения, равный:
8nP-l/[(l/8K) + (SK/S0) ((1/ео)—1)]; (7.29)
SK — внешняя поверхность колбы лампы.
Если
(SK/S0)f-!--1) < 1/ек,
k е0 /
ТО
8пр 8к
И
?изл«8као(Т24—То4). (7.30)
Деля ^изл на (Т2—То), найдем аизл:
ССизл SkO’q (Т?-То4)/(Т2-То). (7.31)
Для практических вычислений необходимо знать значение
8к0ч)Т24 разных сортов стекол в зависимости от температуры.
Значение бк можно определить экспериментально (см. § 7.4)
или' расчетным путем, пользуясь законом Кирхгофа. В послед-
нем случае необходимо знать кривую спектрального коэффици-
ента поглощения стекла колбы при рабочей температуре
Ок (Т, Т2).
Как видно из (7.27) и (7.30), при заданном дкзл повышение
8К и уменьшение нагрева колбы излучением окружающих тел
акЕ приводят к снижению ее температуры, и, наоборот, умень-
шение 8к и увеличение ак£ ведут к ее повышению.
Как показывают расчеты и экспериментальные данные, для
стекол марок С-90-1 (простое барий-доломитовое стекло) и
С-49-5к (молибденовое стекло) значение 8К лежит в следую-
щих пределах: в интервале температур 20—50 °C бк составляет
0,90—0,92, при 100—150°С 8к«0,854-0,9, при 250—300°С бк«
як 0,8-?-0,85.
Рис. 7.4. Интегральный коэффициент излучения кварцевого стекла, свето-
пропускающего поликристаллического оксида алюминия и лейкосапфира в за-
висимости от температуры:
1 — кварцевое стекло толщиной 1,2 мм [0.9, 4.12]; 2 — то же толщиной 1 мм [7.12];
3 — светопропускающий поликристаллический оксид алюминия толщиной 0,8 мм [4.12,
7.121; 4 — лейкосапфир толщиной 1 мм [7.12]. Усредненные значения
Усредненные значения интегрального коэффициента излуче-
ния для кварцевого стекла в зависимости от температуры при-
ведены на рис. 7.4. Коэффициент излучения зависит не только
от сорта кварца, но также и от толщины стенок, несколько воз-
растая с увеличением толщины до нескольких миллиметров,
что свидетельствует об объемном характере излучения. На
рис. 7.4 приведены также усредненные значения коэффициента
излучения для светопропускающего поликристаллического ок-
сида алюминия и лейкосапфира (см. § 7.4). Подчеркнем, что
фактические значения е конкретных образцов могут отличаться
от приведенных усредненных значений на 10—15% •
Найденные соотношения устанавливают связь между qOX]I,
с одной стороны, локальным температурным напором (Т2—То)
и другими условиями охлаждения — с другой. К условиям ох-
лаждения относятся: размеры и форма колбы, род окружающе-
го колбу газа, его давление, скорость потока и 8К(г, Т). Так,
например, для лампы в цилиндрической колбе при естествен-
ном охлаждении
9охл=92т+92изл«Л^-°-25 (Т2—То)1’2Е+екОо’(7,24—То4). (7.32)
Если заданы распределение qH, размеры и форма колбы и
условия охлаждения, то, пользуясь соотношениями § 7.2, можно-
найти распределение qOXJl и далее распределение Т2. Если из-
вестно распределение Tz, могут быть найдены другие величины.
При неравномерном распределении Т2 по колбе расчетное
значение ^2ИзЛ совпадает с фактическим, поскольку д2изл явля-
ется локальной характеристикой материала, в то время как
фактические значения могут несколько отличаться от рас-
четных, поскольку в расчетные формулы входит усредненное
значение ат (см. выше).
Определение локальной мощности нагрева. Структура и мощ-
ность нагрева существенно зависят от условий разряда и раз-
личны в области столба, электродов и вводов.
Выделим на внутренней поверхности колбы элементарную
площадку и рассмотрим структуру ее нагрева в зависимости от
формы колбы, положения и условий разряда. Первоначально
рассмотрим трубчатые лампы с длиной столба, значительно пре-
вышающей диаметр трубки.
Разряды низкого давления. В области столба нагрев пло-
щадки происходит за счет теплопроводности нагретых газов,
рекомбинации электронов и ионов, включая их кинетическую
энергию при попадании на стенку и поглощения части излуче-
ния, попадающего на данную площадку. Другие виды нагрева
могут не учитываться.
В разрядах низкого давления теплопередача через газ про-
исходит только путем теплопроводности и можно считать, что
градиент температуры направлен по радиусу, т. е. нормально
к поверхности площадки. Плотность потока электронов и ионов,
падающих на данную площадку, определяется плотностью их
потока через прилегающий к данной площадке двойной слой.
Что касается излучения разряда, то оно в принципе может по-
падать на данную площадку и от далеких от данной площадки
участков столба.
В области электродов нагрев площадки связан с теплопро-
водностью газа от нагретого электрода, поглощением стен-
кой колбы части излучения электрода и излучением разряда.
Разряды высокого и сверхвысокого давлений. В области
столба нагрев происходит в основном за счет теплопередачи от
горячих газов и паров и поглощения части излучения разряда,
попадающего на рассматриваемую площадку.
В лампах с малым 7?эф/гтр и существенной долей нагрева
колбы за счет поглощения излучения разряда может иметь ме-
сто заметный спад нагрева по мере приближения к краям стол-
ба. Пример подобного расчета дан в § 18.12.
В области электродов нагрев происходит при теплопередаче
от нагретого электрода, поглощении части излучения нагретого
электрода и разряда.
В лампах высокого и сверхвысокого давления в колбах до-
статочно большого диаметра (см. гл. 4) существенную роль в
теплопередаче играют конвекционные потоки газа, которые мо-
гут вызывать заметное перераспределение локального нагрева
по внутренней поверхности колбы. Так, при вертикальном (или
наклонном) положении горения горячие потоки газа, поднима-
ющиеся вверх в канале разряда, вызывают дополнительный на-
грев верхнего электрода и более сильный нагрев верхней части
трубки, в то время как нижняя часть трубки, нижний электрод
и примыкающая к нему часть разряда оказываются более хо-
лодными.
В лампах высокого и сверхвысокого давления с короткой и
средней длиной дуги (длина дуги меньше или сравнима с ди-
аметром колбы) в колбах компактной формы трудно разделить
роль столба и нагретых электродов в нагреве отдельных частей
колбы. К этому надо добавить, что в этих лампах чем больше
размер колбы, тем большую роль играет конвекция в перерас-
пределении локального нагрева на колбе.
Температурное поле приэлектродных частей колбы и вводов
играет очень важную роль в лампах, работающих в режиме на-
сыщающих паров (см. § 7.8), поскольку в этих частях колбы
у многих типов ламп образуется холодная зона, определяющая
давление паров и все характеристики разряда.
Конкретные примеры расчета теплового баланса колб для
основных типов ламп приведены в соответствующих главах.
Из сказанного выше ясно, что детальный расчет распреде-
ления мощности нагрева по колбе с учетом перераспределения
нагрева за счет конвекционных потоков и переноса излучения
достаточно сложен и трудоемок. Поэтому для практических ин-
женерных расчетов — оценок, не требующих высокой точности,
предлагается использовать усредненные эффективные значения
величин, которые для отдельных частей колбы или всей колбы
в целом могут быть определены из их внешнего баланса. При-
ближенный метод расчета колб, использующий усредненные
значения, приведен в следующих параграфах, там же рассмот-
рены определения эффективных мощностей нагрева колбы и
баланса мощности разряда и лампы.
7.4. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ МЕТОДЫ ОПРЕДЕЛЕНИЯ ТЕМПЕРАТУРЫ
И ИНТЕГРАЛЬНОГО КОЭФФИЦИЕНТА ИЗЛУЧЕНИЯ КОЛБ
ИСТОЧНИКОВ СВЕТА
Экспериментальные методы определения температуры поверхности колб
и вводов источников света. Все известные методы делят на контактные и
бесконтактные. К контактным относят термометры сопротивления, термопары,
термокраски и некоторые другие, к бесконтактным — методы, основанные на
измерении тех или иных характеристик теплового излучения тел (оптическая
пирометрия) или их других оптических свойств, зависящих от температуры,
например показателя преломления.
Для измерения температуры поверхностей широко применяют термона -
ные методы, что объясняется относительной простотой измерений, возмож-
ностью измерения температуры небольших участков поверхности (около
1 мм2) и широким диапазоном измеряемых температур, полностью перекры-
вающим рабочие температуры колб и вводов.
На практике часто используют так называемые пятачковые термопары
в трубке. Оии представляют собой небольшой диск из металла (пятачок),
к которому приварены перпендикулярно два термопровода, и сверху на них
надета трубочка. Во время измерений диск прижимается к измеряемой по-
верхности при помощи трубки.
При измерении температуры поверхности колб и вводов термопарным
методом без соблюдения определенных условий могут иметь место весьма
значительные ошибки. Наиболее существенны погрешности, связанные с не-
достаточным тепловым контактом термосная с измеряемой поверхностью,
с теплоотводом от измеряемой поверхности по термопарным проводам и по
прижимающей трубке и с нагревом термоспая излучением разряда, особенно
при больших яркостях. Экспериментальные и расчетные оценки показывают,
что ошибка при измерениях пятачковой термопарой может достигать многих
десятков градусов [4,3, 7.9, 15.8].
Для устранения теплоотвода по термопарным проводам от места спая и
улучшения теплового контакта спая с поверхностью нами был разработан и
в течение многих лет применяется метод измерения при помощи лен-
точных термопар охватывающего типа [4.3]. В них место спая внахлест и
прилегающие участки термопроволок раскатаны в виде ленточки, которая при
измерениях охватывает часть колбы или ввода и плотно прижимается к по-
верхности. Для измерений горелок во внешних колбах применяется универ-
сальная установка с разборной внешней колбой на шлифе, позволяющая
откачивать или наполнять колбу газами и поворачивать ее. Плотное прилега-
ние термоспая и термопроводов, раскатанных в ленточку, обеспечивается на-
тяжением термопроволок при помощи специального миниатюрного пружи-
нящего устройства, закрепляемого на траверсе. Сила натяжения регулируется
двумя миниатюрными винтами. В качестве термопар используются платино-
глатинородиевые или алюмель-хромелевые проволоки диаметром 0,2—0,3 мм
Нагрев термоспая излучением разряда оценивается по скачку температу-
ры сразу после выключения разряда. Экспериментальные и расчетные оценки
показывают, что при соблюдении всех необходимых условий и учете иска-
жающих факторов ошибка измерений может быть снижена до 15—30 К.
Более подробно см. в [4.3, 15.8].
Определение температуры колб по их тепловому излучению возможно
только в ИК-области спектра, в которой спектральный коэффициент излуче-
ния материала колб ек(Х, Т) имеет заметную величину. Для этих измерений
применяют специальные ИК-пирометры, в которых ИК-излучение преобразу-
ется в видимое при помощи электронно-оптического преобразователя. При
этих измерениях должна быть известна зависимость ек(Х, Т) в измеряемой
области спектра от температуры. У большинства ламповых стекол ек(Х, Т)
приближается к 1 при 4—5 мкм, для кварцевого стекла — в области 8—
Ю мкм, для оксида алюминия при Х^7-г-8 мкм, а вообще носит сложный ха-
рактер. Отсюда ясно, что для измерения этим методом температуры го-
релок из кварцевого стекла или оксида алюминия, работающих во внешних
стеклянных колбах, в них должно быть сделано окно, прозрачное для ИК-
излучения до 8—10 мкм, например из кристалла NaCL По указанным причи-
нам этот метод применяется редко и преимущественно в исследовательских
работах.
Температурное поле прозрачных материалов, например кварцевого стек-
ла или монокристаллического оксида алюминия (сапфира) и т. п., может
быть определено сравнительно просто интерферометрическим методом по
изменению показателя преломления с температурой [7.10]. Однако контроль-
ную калибровку установки, по-видимому, следует проводить с помощью тер-
мопары.
Весьма остроумный метод измерения температуры оболочек натриевых
ламп ВД был предложен Де Гроотом. После выключения разряда темпера-
тура плазмы падает до температуры внутренней стенки разрядной колбы
в течение миллисекунд и далее изменяется со скоростью остывания стенок,
т. е. значительно медленнее. В этих условиях оптически плотное излучение
в центре D-линий натрия совпадает с излучением черного тела, соответствую
щим температуре паров натрия, равной температуре внутренней стенки. Та-
ким образом, измеряя абсолютное значение спектральной плотности энерге-
тической яркости в центре D-линий натрия в моменты сразу после выключе-
ния разряда и экстраполируя их к моменту выключения, можно определить
температуру внутренней поверхности стенки разрядной колбы, конечно, учи-
тывая поглощение излучения в стенках. Метод не требует изготовления спе-
циальных ламп, сравнительно прост и весьма точен (см. § 18.10 и [18.22])
Экспериментальное определение интегрального коэффициента излучения
колб источников света в зависимости от температуры [7.11]. Для расчетов
потерь мощности колбами за счет теплового излучения необходимо знать
значения интегрального полусферического коэффициента излучения материа-
лов, применяемых для колб в зависимости от температуры е(Т). Главный
вопрос при экспериментальном определении е(Т) прозрачных или частично
прозрачных материалов заключается в устранении попадания излучения на-
гревателя в термоприемник. Для этой цели была разработана следующая ме-
тодика .[4.12]. Испытуемый образец нагревался в трубчатой печи до опреде-
ленной температуры, которая непрерывно измерялась при помощи термопары
охватывающего типа; место спая было раскатано в ленточку для лучшего
теплового контакта с измеряемой поверхностью После достижения заданной
температуры образец при помощи специального держателя быстро переме-
щался из печи к отверстию в экране с водяным охлаждением. При помощи
открытого малоинерционного термостолбика фиксировался спад излучаемой
мощности Q(t) и одновременно регистрировался спад температуры образца
T(t) во времени. На основании полученных экспериментальных зависимостей
строилась зависимость Q(t). Далее по формуле находилось значение-6(7)
е(Л = Q(7V(tfor4JwMSKp),
где di — наружный диаметр образца, представляющего собой обычно труб-
ку; /эк₽ — высота отверстия в экране.
Таблица 7.3. Зависимость излучательной способности материалов колбы
от температуры
т, °C 200 300 400 500 600 700 800
Кварцевое стекло ПОА 0,83 0,73 0,63 0,57 0,54 0,54 0,48 0,50 Пред 0,42 0,45 олжение 0,37 0,42 табл. 7.3
Т, °с 900 1000 1100 1200 1300 1400 1500
Кварцевое стекло ПОА 0,34 0,38 0,35 0,32 0,30 0,28 0,26 0,24
Термостолбик градуировался в абсолютных единицах по свече Гефнера
и ленточным вольфрамовым лампам накаливания, градуированным на Тпв.
Инерционность систем термостолбик — измерительный прибор и термопа-
ра — измерительный прибор была примерно на два порядка меньше тепло-
вой инерции измеряемого образца, так что они не вносили заметной ошибки
в измерения.
При расчете полусферической излучательной способности принималось,
что образец является Ламбертовским излучателем. Для частично прозрачных
образцов интегральная излучательная способность несколько растет с тол-
щиной образца, приближаясь к пределу. Специальные измерения образцов
трубок из кварцевого стекла с различной толщиной стенок показали, однако,
что прирост при увеличении толщины стенки с 1 до 3 мм незначителен.
Были измерены образцы трубок из отечественных сортов кварцевого стек-
ла и трубок из светопропускающего поликристаллического оксида алюминия
(ПОА), применяемых для производства НЛВД.
В табл. 7.3 и на рис. 7.4 приведены усредненные результаты измерений.
Максимальная температура нагрева трубок из ПОА до 1100 °C определялась
возможностями примененной печи. Значения для более высоких температур
построены путем экстраполяции, надежность которой была проверена не-
сколькими методами. Разброс значений е,(Т) для отдельных образцов может
Достигать 10—15 %•
7.5. ПРИБЛИЖЕННЫЙ МЕТОД ОПРЕДЕЛЕНИЯ РАЗМЕРОВ КОЛБ
ПО ЗАДАННОМУ ТЕПЛОВОМУ РЕЖИМУ
Связь размеров колбы с мощностью, температурой и усло-
виями охлаждения [0.9]. На практике широко применяется
простой метод определения размеров колбы по удельной элект-
рической нагрузке на стенку w, под которой понимают отноше-
ние электрической мощности лампы Рл к поверхности колбы,
чаще внутренней, SK:
&8К=РЛ. (7.33)
Значения w устанавливаются в каждом отдельном случае
экспериментально. Недостатком этого метода является то, что
он не устанавливает непосредственной связи между удельной
электрической нагрузкой и температурой колбы, которая играет
определяющую роль для работы ламп.
Связь между температурой колбы, ее формой и размерами,
условиями нагрева и охлаждения может быть установлена
в каждом конкретном случае путем решения соответствующего
уравнения теплового баланса.
Для инженерных расчетов, не требующих высокой точности,
считаем целесообразным вести расчет по усредненным эффек-
тивным величинам. Так, при определении мощности нагрева
ламп трубчатой формы с длиной столба, значительно превыша-
ющей диаметр трубки, целесообразно условно разделить лампу
на три части: столб разряда, приэлектродные области и вводы,
поскольку условия нагрева в них различны.
Для участка трубки единичной длины в области столба при-
мем тепловой поток, проходящий через стенки колбы, равным:
QlCT==OcjPlCT, (7-24)
где аст — коэффициент, представляющий собой долю Pict, иду-
щую на нагрев колбы.
Метод определения аст дан ниже.
При известном значении аст уравнением (7.34) устанавли-
вается связь между электрическими характеристиками столба
и тепловым балансом колбы. Подставляя в (7.5) и (7.6) QiCT=
= аСтР1ст, получаем
аетР 1ст in
2лх
1
I _ /Т т \
о -- V 2 1 О/'
zitr2 а
(7.35а)
(7.356)
Из этих двух уравнений могут быть найдены значения п и г2
при известных значениях остальных величин. Дополнительные
условия для соотношения и и г2 могут быть получены из усло-
вий механической и термической прочности (см. § 7.8).
Рассмотрим два предельных случая: (7\—Г2)<;(Г2—То),
близко соответствующий работе ламп в условиях естественного
охлаждения, и —То), соответствующий работе
ламп с водяным охлаждением. Разделив (7.35а) на (7.356),
получим критерий, позволяющий оценивать близость условий к
тому или другому крайнему случаю:
(7\ ^г) _ аг2 ^Tl(r2/ri) rj gg\
(Г2-го) X '
Для первого случая перепад (Л—Т2) может рассматриваться
как небольшая поправка. Поэтому расчет можно вести, поль-
зуясь уравнением (7.356). Из него получим
астР1ст « а (Т 2—Т о) nd2 ~ qzndz, (7.37)
откуда
б/2~ОстЛст/ла(7,2—То), (7.38а)
или, заменив Pic-s=kllIE(I, di, р...),
d2—aCtk1iIEIna(T2—То). (7.386)
Эти уравнения удобно решать графически. Для этого строят
левую и правую части в функции d2. Точка пересечения даст
искомое значение d2.
Для второго случая, наоборот, воспользуемся уравнением
(7.35а), а перепад (Т2—-То) рассматриваем как поправку
In (г2/п) =к (Т!—Т 2) 2л/астР1ст. (7.39)
Тепловой режим колбы в области электродов и в заэлектрод-
ных частях лампы весьма сильно зависит от конструкции элект-
родов, вводов и лампы. Поэтому детальное рассмотрение для
каждого конкретного типа ламп проведено в соответствующих
главах. Здесь же обратим внимание на принципиально важную
особенность.
Соотношение температур трубчатой колбы в области столба
(индекс «ст») и в области электродов (индекс «эл») может
быть оценено, исходя из теплового баланса для этих областей.
Для области столба из (7.356) найдем
аст(Г2Ст-7’о) = ^/Е. (7.40)
Л«2СТ
Для грубой качественной оценки температуры колбы в обла-
сти электродов предположим, что при работе на переменном
токе при одинаковых электродах нагрев пропорционален
^лП7а.к. Тогда
«эл^эл-Т’о) (7’41)
^а2э.11эл
где с — коэффициент пропорциональности, учитывающий долю
мощности электродов, идущую на нагрев колбы в области элек-
тродов; /эл — эффективная длина приэлектродных участков
колбы.
Отсюда получаем отношение температур
Го)
аСТ ( ?2СТ ’ ^о)
Uа»к
2^сТ^2ЭЛ ^ЭЛ £
(7.42)
Поскольку иа.к сравнительно слабо зависит от условий раз-
ряда и может быть принято постоянным, из (7.42) следует, что
в лампах с малым градиентом потенциала (лампах низкого дав-
ления) нагрев приэлектродных частей колбы может превосхо-
дить нагрев в области столба. Наоборот, в лампах с высоким
градиентом потенциала (лампы высокого и сверхвысокого дав-
ления) нагрев колбы в приэлектродных областях меньше, чем
в области столба.
В лампах с короткой или средней длиной дуги в колбах ша-
ровой или вообще компактной формы приходится рассматривать
нагрев всей колбы целиком. В ряде случаев можно выделить
вводы.
Аналогично трубчатым лампам примем:
для всей лампы с вводами
С2л=алРл; (7.43)
для всей колбы
QK=aKP„, (7.44)
где ал и ак — соответственно доли мощности всей лампы, иду-
щие на нагрев всей лампы с вводами и только колбы.
Тогда для случая естественного охлаждения и тонкостенной
колбы (7\—Т2)<^(Т2—То) получим
®к^л=9эф^2сф, (7.45)
где ^Эф — эффективные удельные потери с внешней поверхности
колбы.
Отсюда
^2Сф Р^^к/^Уэф^Л- (7.46)
Приведенные в этом параграфе формулы устанавливают
связь между мощностью лампы, размерами колбы и удельны-
ми тепловыми потерями, являющимися функцией температуры
и условий охлаждения. Эти соотношения должны входить в
систему функциональных уравнений расчета ламп, рассмотрен-
ную в гл. 6. Для практического использования приведенных
формул необходимо найти в явном виде значения а и q в раз-
личных конкретных условиях.
Определение мощности нагрева; и величины а. Мощность
нагрева и значение а в принципе могут быть определены расчет-
ным путем из баланса энергии для различных типов ламп и ус-
ловий разряда. На практике, однако, удобнее и точнее опреде-
лять их экспериментально.
Поскольку вся выделяющаяся в лампе электрическая мощ-
ность в конечном счете идет либо на излучение разряда, выхо-
дящее из лампы, либо на нагрев колбы, вводов и электродов,
величина ал для всей лампы равна:
ал=1—(2ФВЫХ/Рл), (7.47)
где 2ФВых — поток излучения разряда и электродов, вышедший
за пределы колбы.
Для столба в длинных трубчатых лампах
1 Ф1ВЫх/Р1СТ, (7.48)
где Ф1вых — поток излучения разряда с единицы длины столба,
вышедший за пределы колбы.
Величина Фит/Рют может быть определена расчетным путем,
если известно распределение энергии в спектре излучения само-
го разряда, т. е. при абсолютно прозрачной колбе, и спектраль-
ные кривые пропускания и отражения материала колбы (если
на колбу нанесен слой люминофора или имеется внешняя кол-
ба, то с учетом их оптических свойств) при рабочей темпера-
туре:
Фыых/Ртсг = Г [<Р1СТ (Я) dxl / Р1ст, (7.49)
J 1—Рк(Я) /
где ф1ст(Я) —спектральная плотность потока излучения у внут-
ренней стенки на единицу длины столба; тк, рк — соответственно
спектральные коэффициенты пропускания и отражения колбы
при рабочей температуре. При линейчатом спектре интеграл за-
меняется суммой.
В тех случаях, когда рк(Х)<С1, приближенно можно считать,
что в формуле (7.49)
Тк(М/[1—4>к(М] ~Тк(Я).
Случаи, в которых необходимо учитывать роль отражения,
см. в § 10.3 и 18.14.
Когда колба прозрачна для всего излучения разряда, (zCT мо-
жет быть найден из баланса энергии разряда. Для ориентиро-
вочных оценок значения аст в зависимости от давления газа мо-
гут быть использованы диаграммы баланса энергии столба, по-
строенные Б. Н. Клярфельдом (см. рис. 6.2).
Пользуясь выражением для баланса энергии столба разря-
дов высокого и сверхвысокого давления [см. формулу (6.23)],
легко получить для (zCT следующую общую формулу:
(2СТ=1—Ф1ст/^>1ст== (1—Тэф) “Ь'ГэфТ31тепл[Р 1ст. (7.50)
Значения коэффициентов тЭф и &=Тэф7>1тепл следует опреде-
лять из эксперимента для различных типов ламп (см. гл. 10,
Экспериментальное определение а. С этой целью эксперимен-
тально снимается зависимость Ф2вых=/ф(^>) обычно по методи-
ке Эленбааса (см. [4.1, 4.12]). Она состоит в следующем: при
помощи открытого термостолбика, проградуированного в абсо-
лютных единицах, измеряется излучение горящей лампы, со-
стоящее из суммарного излучения разряда, вышедшего за пре-
делы колбы, и излучения нагретой оболочки. Затем разряд вы-
ключается и снимается кривая спада излучения оболочки
в процессе остывания лампы. Экстраполируя эту кривую к мо-
менту выключения разряда, получаем возможность разделить
суммарное излучение разряда, выходящее за пределы колбы, и
излучение нагретой оболочки. Подобные измерения проводятся
при разных значениях удельной мощности столба. На основании
этих данных строится зависимость удельной мощности суммар-
ного вышедшего излучения разряда от электрической мощности.
При изменении мощности в довольно широких пределах (2—
5 раз) зависимости Фг вых=/:ф(/’) могут быть представлены
приблизительно в виде отрезка прямой линии !, отсекающей при
ее продолжении к Ф2вых=0 некоторое значение Ротс. Прямая
может быт£> представлена уравнением, из которого легко найти
зависимость а от Р.
Таким путем получают значения а для отдельных участков
оболочки, например столба, вводов, всей колбы в целом и т. д.
Пользуясь подобной методикой, нами были получены зависимо-
сти а практически для всех основных типов разрядных ламп.
Конкретные данные приведены в главах по лампам.
7.6. ТЕПЛОВОЙ РЕЖИМ КОЛБ И МЕТОДЫ ЕГО РЕГУЛИРОВАНИЯ
Температура внутренней поверхности колбы. В лампах с па-
рами металла или их соединений, работающих в условиях насы-
щающих паров, минимальная температура внутренней поверх-
ности колбы (лампы) во время работы лампы должна равнять-
ся температуре, при которой давление паров, насыщающих про-
странство, соответствует выбранному. В лампах, работающих
в условиях ненасыщенных паров, она должна быть выше. Мак-
симальная температура на внутренней поверхности колбы опре-
деляется допустимыми температурными условиями работы мате-
риала колбы или покрытия, например слоя люминофора, и тес-
но связана со сроком службы лампы.
В лампах с газовым наполнением отпадает ограничение ми-
нимальной рабочей температуры колбы по давлению, поскольку
оно мало зависит от минимальной температуры. Ограничение по
максимальной температуре, связанное с температурными усло-
виями работы выбранного материала колбы, остается тем же,
что и для ламп с парами.
1 Фактически получается слабо возрастающая кривая (см. § 4.10).
Рассмотрим оолее подрооно выоор теплового режима ламп
высокой интенсивности. У многих типов ламп внутренние давле-
ния значительно выше атмосферного. Поэтому к материалу колб
для этих ламп предъявляются дополнительные требования, что-
бы он в течение всего срока службы выдерживал высокие рабо-
чие температуры и высокие давления без разрушения, потери
прозрачности и ухудшения вакуума. Материалом, наиболее ши-
роко используемым для изготовления колб ламп, работающих
при температурах свыше 400—500 °C и при высоких давлениях,
остается кварцевое стекло. В последнее время широко применя-
ется также поли- и монокристаллический оксид алюминия.
Максимально и минимально допустимые температуры квар-
цевого стекла. Для большинства применений максимально до-
пустимая температура определяется скоростью процессов кри-
сталлизации кварца, в результате которой он теряет прозрач-
ность и механическую прочность. Скорость кристаллизации
кварцевого стекла резко возрастает при повышении температу-
ры выше определенного предела. Поэтому с точки зрения повы-
шения срока службы необходимо стремиться к максимально воз-
можному снижению температуры колбы.
Скорость кристаллизации кварца очень сильно зависит от
степени его чистоты, способа изготовления, состояния поверхно-
сти и состава среды, в которой он работает (см. гл. 16). Для
кварцевых ламп с высокой рабочей температурой следует брать
только определенные, специально предназначенные сорта про-
зрачного кварца, устойчивые по отношению к кристаллизации.
Сильно способствует кристаллизации попадание на поверхность
стекла следов щелочноземельных металлов, жира от прикосно-
вения рук и тому подобных загрязнений. Эти обстоятельства
также необходимо учитывать при конструировании, изготовле-
нии и эксплуатации кварцевых ламп.
В предельно чистых лабораторных условиях кристаллизация кварцевого
стекла протекает в две стадии. На первой на поверхности образуются отдель-
ные микроскопические зародыши, которые растут и сливаются постепенно
в сплошной кристаллический слой микроскопической толщины — это так на-
зываемый индукционный период. На второй происходит рост кристаллического
слоя в глубину. В первом приближений зависимости для этих периодов мож-
но аппроксимировать выражениями [7.2]
'=w(A/4; 1 6
dz/dt = v v0 ехр( —BvlT),]
где т — время индукционного периода; v — скорость роста кристаллического
слоя в глубину; г — толщина слоя; Т — температура; т0 и v0 — постоянные;
и В,, — энергии активации соответствующих процессов; эти величины за-
висят от сорта кварцевого стекла и других условий. Подробнее см. в [7.2].
Отсюда в принципе можно определить время ткрИт, в течение которого
Рис. 7.5. Зависимость срока службы ламп из кварцевого стекла ткв от макси-
мальной температуры колбы (по опытным данным):
1 — по данным автора; 2 — по японским данным (см. [17.15])
при заданной температуре и других условиях процесс кристаллизации достиг-
нет критического предела гкриТ:
хКрит=ь.То ехр(.4т/7)-[-(гкрИт/аи) exp
(7.52)
Из (7.52) видно, что скорость кристаллизации экспоненциально растет
с ростом температуры.
В реальных условиях эксплуатации ламп существует ряд
факторов, которые сильно ускоряют процесс кристаллизации и
количественно учесть которые невозможно. Поэтому для прак-
тических расчетов можно рекомендовать пользоваться эмпири-
ческими данными о сроке службы кварцевых ламп в зависимо-
сти от максимальной рабочей температуры колбы, полученными
на основе обобщения большого статистического материала
(рис. 7.5), при этом, однако, надо помнить, что эти данные но-
сят ориентировочный характер и сильно зависят от качества
кварцевого стекла, состава наполнения и уровня технологии
производства.
Минимальная температура внутренней поверхности колбы
в лампах с парами металлов или их соединений, как уже ука-
зывалось, определяется необходимым рабочим давлением паров.
Рис. 7.6. Зависимость давления насыщающих паров ртути от температуры
₽нв(0 (кривая 1) и сроки службы ламп из кварцевого стекла ткв при раз-
личных температурах (схематично):
2 — Ткв«1-104 ч; 3 —1-103 ч; 4 — ткв«100 ч
Рис. 7.7. Схематическое распределение температуры по поверхности колбы
разрядной лампы
Таким образом, фактические температуры внутренней по-
верхности колбы ламп с парами металлов или их соединений
должны лежать между кривой минимальных температур, опреде-
ляемых давлением насыщающих паров, и прямой максимальной
температуры, положение которой определяет срок службы лам-
пы. На рис. 7.6 построены в качестве примера подобные данные
для ртутно-кварцевых ламп.
Колбы из поли- или монокристаллического оксида алюми-
ния. Максимально допустимая температура определяется необ-
ходимым или возможным сроком службы, который зависит от
различных процессов, нарушающих нормальную работу колбы
лампы. Эти процессы рассмотрены в гл. 18. Здесь отметим, что
скорость этих процессов также резко возрастает с температу-
рой.
Минимально допустимая температура определяется так же,
как и в других лампах с парами веществ.
Определение расчетной температуры. Для выбора материала
колбы, срока службы и давления паров в лампах с парами
важны максимальная и минимальная температуры внутренней
поверхности колбы twax и Л-mm, а также перепад температуры
в стенках колбы ЛЛГ*. С другой стороны, потери тепла зависят
от температуры внешней поверхности колбы. В расчетные фор-
мулы входит некоторая усредненная эффективная температура
внешней поверхности колбы /2эф или отдельных ее частей. Связь
между /2эф, tymax и timin, как ясно из рис. 7.7, может быть запи-
сана
в следующем общем виде:
^2эф=: timax—\tmax—Ы2тах\ (7.53)
^2эф== i\raln—^та1п~\~'^2т1п* (7.54)
Д относится к перепаду температуры в стенках колбы,
6 — к неравномерности нагрева по поверхности колбы, свя-
Знак
знак
занной с конвекцией и различным тепловыделением, при этом
принято
&tmax — t\max—^2тах', \tmin — timin—turnin', (7.55)
fotomax^1 tzmax bt2min== ^2эф—^2min. (7-56)
Перепад температуры в стенках колбы может быть рассчи-
тан по (7.5) и (7.7). Значительно труднее рассчитать распреде-
ление температуры по поверхности колбы, особенно учитывая
неравномерности, вызванные конвекцией. Продольное распреде-
ление температуры по цилиндрической колбе без учета конвек-
ции может быть рассчитано по уравнению (7.17). Учет конвек-
ции и других причин, вызывающих неравномерное распределе-
ние температуры по колбе, весьма усложняет решение задачи,
так как в каждом конкретном случае следует учитывать допол-
нительные факторы. Поэтому наряду с теоретическими расчета-
ми для оценок приходится широко пользоваться данными экспе-
риментов (см гл. 14, 15).
В процессе эксплуатации ламп наряду с пространственной
неравномерностью распределения температуры по поверхности
колбы наблюдается общее изменение теплового режима колбы
во времени: обратимое, вызываемое изменениями напряжения
сети и связанными с этим изменениями мощности, изменениями
окружающей температуры и условий охлаждения, и необрати
мое, связанное с постепенным изменением прозрачности колбы
и другими причинами.
При выборе расчетной эффективной температуры эти изме-
нения также необходимо учитывать, подставляя в формулы
близкие к предельным значения соответствующих величин: мощ-
ности ламп, оптических характеристик колбы, окружающей тем-
пературы и т. д.
Распределения температуры по поверхности колб для кон-
кретных типов ламп приведены в главах, относящихся к соот-
* Ограничения Д£к см. в § 7.7.
ветствующим типам ламп. На рис. 7.8 приведены в качестве ил-
люстрации примеры распределения температуры для нескольких
наиболее распространенных типов ламп, которые позволяют со-
ставить представление о значениях рабочих температур и степе-
ни ее неравномерности.
Пути регулирования температуры колб. На практике часто
встречается необходимость регулировать температуру колбы
или отдельных ее частей при заданной мощности и размерах.
Регулирование при помощи изменения размеров рассмотрено
в § 7.5.
Очевидно, что температура может быть повышена путем
уменьшения и ^2изл и, наоборот, понижена путем их увели-
чения.
Температура колбы, исходя из этого, может быть повышена,
если ее поместить во внешнюю колбу, наполненную газом или
лучше откачанную, так как в этом случае уменьшается q^.
В тех случаях, когда внешняя колба наполнена газом и имеет
достаточно большие размеры по сравнению с толщинами погра-
ничных слоев, теплоотдачу от разрядной колбы к внешней кол-
бе можно приближенно рассчитывать так же, как и для случая
естественной конвекции, но при значении to, равном средней
температуре газа во внешней колбе за пределами застойного
слоя и при соответствующем значении А (см. рис. 7.2). Если за-
зор между стенками внешней и разрядной колб меньше или
равен сумме толщин пограничных слоев около этих стенок, тог-
да qi от лампы к внешней стенке определяется только тепло-
проводностью газа и размером зазоров и рассчитывается по
обычным формулам для теплопроводности (более подробно см.
в [7.4]).
Толщина пограничного слоя может быть рассчитана из зако-
нов теплового подобия [7.4, 0.9]. При работе в условиях естест-
венной конвекции она составляет 2—5 мм.
Температура может быть повышена также за счет уменьше-
ния <7,I3JI путем уменьшения излучательной способности или пу-
тем отражения обратно на разрядную трубку неиспользуемого
излучения. Излучательная способность колбы зависит от мате-
риала, его качества и состояния поверхности. Для изменения
излучательной способности в сторону как ее уменьшения, так и
увеличения часто пользуются нанесением покрытий.
Температуру поверхности можно уменьшить путем увеличе-
ния ее интегральной излучательной способности, например, на-
несением покрытий с более высокой излучательной способно-
стью или матированием поверхности.
Часто прибегают к увеличению q2T путем обдува лампы воз-
духом, а при необходимости более сильного теплоотвода — пу-
тем водяного охлаждения. Расчет проводится по приведенным
выше формулам для соответствующих условий. Обратим вни-
Рис. 7.8. Примеры распределения температуры по поверхности разрядных
а — стандартные люминесцентные лампы (пунктиром показана линия измерения
2 — эксперимент по [7.6]); г — лампы СВД с короткой дугой (7 — 100 Вт, 2 —25<1 Вт,
мание на то, что при расчетах нагрева или охлаждения за счет
изменения излучательной способности путем выбора материала
колбы (очень ограниченного) или нанесения слоев необходимо
учитывать изменение и поглощение излучения разряда или элек-
тродов, т. е. режим нагрева.
Конкретные примеры расчетов теплового режима колб и вво-
дов с учетом изменения д%? и приведены при разборе от-
дельных типов ламп.
В литературе имеется довольно много статей, в которых рас-
сматриваются различные конкретные случаи расчета тепловых
режимов ламп.
7.7. НЕСТАЦИОНАРНЫЙ ТЕПЛОВОЙ РЕЖИМ КОЛБЫ
Изменение теплового режима колбы происходит при вклю-
чении и выключении лампы, работе на переменном токе, работе
в импульсных режимах (в условиях однократных вспышек и
130
колб у некоторых наиболее распространенных разрядных ламп:
температуры) [6.2' б — горелка ламп ДРЛ 400; в — горелка ламп ДРЛ 250 (1 — расчет,
3 — 500 Вт, 4 — 1000 Вт) по [0.9]
вспышек, повторяющихся с различной частотой), а также в дру-
гих случаях, связанных с изменением условий нагревания или
охлаждения. Если эти условия изменяются настолько медленно,
что можно пренебречь изменением теплосодержания колбы, то
такой режим называют стационарным. При достаточно быстрых
изменениях условий нагревания или охлаждения необходимо
учитывать изменение теплосодержания колбы. В этом случае
Для определения температуры надо пользоваться нестационар-
ным уравнением теплопроводности (7.1).
Строгое решение этого уравнения достаточно сложно. Поэто-
му ограничимся приближенным рассмотрением нескольких слу-
чаев.
При расчете теплового режима тонкостенной колбы (б<^г})
в процессе разгорания лампы или ее охлаждения после выклю-
чения в условиях естественного охлаждения или при работе
в теплоизолирующей рубашке обычно можно пренебречь перепа-
дом температур в стенках колбы и записать уравнение(7.1)
в следующем упрощенном виде:
для цилиндра единичной длины
Су (2лг6)dT та (Qinarp—Qioxn) dt, (7.57)
где г — средний радиус колбы: r= (''i+'s)/2; Qinarp — тепловая
мощность нагрева единичной длины колбы; Q 1охл — то же ох-
лаждения.
Аналогично — для шаровой колбы
cv(4nr26)dTTa (QHaTy-Qoxa)dt. (7.58)
Для решения этих уравнений необходимо задать в явном
виде значения QHarP и QOxj> как функций времени и температуры.
При расчете теплового режима колбы в условиях однократ-
ных вспышек малой длительности можно пренебречь тепловы-
ми потерями с внешней поверхности колбы и решать уравнение
(7.1) при следующих граничных и начальных условиях:
^^• = 0; Г(0, х) = Гнач; дТ&-^ - - (7.59)
дг дг и
*
где Тнач — начальное распределение температуры в стенке кол-
бы; х — координата, отсчитываемая от внутренней стенки колбы
(*=г—И).
Учитывая малую длительность вспышки и вследствие этого
небольшую глубину проникновения теплового удара, можно ре-
шать задачу как одномерную.
При <7i(O=?oexp(—kt), где k— коэффициент, характеризу-
ющий длительность вспышки, изменение температуры на внут-
ренней стенке колбы при Су и х, не зависящих от Т, равно:
(Л — Лнач) COnStK^oeXP(—^)> С7-60)
где const — константа, зависящая от Су, р и х. Из (7.60) следу-
ет, что разность температур тем выше, чем больше q-o. Со вре-
менем температура 7\ сначала возрастает, достигает максиму-
ма, а затем падает, приближаясь к 71нач.
Градиент температуры вызывает расширение внутренних
слоев стекла, вследствие чего они испытывают силы сжатия.
Величина сжимающих напряжений по закону Гука для одно-
мерной задачи равна:
о«-а(Т1-Т1НзЧ)Д/(1-р)б, (7-61)
где а — температурный коэффициент линейного расширения;
Е — модуль упругости; ц— коэффициент Пуассона.
При больших значениях (Л—Т 1нач) значение о может пре-
взойти допустимый предел прочности стекла на сжатие, что при-
ведет к его разрушению (см. § 7.8). Такие явления наблюдают-
ся иногда в импульсных лампах при энергиях вспышек выше
предельных (см. [7.13]).
При работе лампы в периодическом режиме тепловой режим
колбы можно оценить методом суперпозиции, т. е. наложения
изменяющегося теплового режима на средний тепловой режим,
который определяется, исходя из средней мощности, как и для
стационарного режима.
При работе ламп на переменном токе частотой 50 Гц и боль-
ше колебания температуры колбы, связанные с периодическим
изменением нагрева, пренебрежимо малы, поскольку тепловая
инерция колбы намного больше периодичности изменений на-
грева. В этом легко убедиться из уравнений (7.57) и (7.58),
найдя ЛГ при Quarp—0, (2Охл=const за время A£=0,5f, где
f — частота.
7.8. ПРОЧНОСТЬ КОЛБ ЛАМП ВЫСОКОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ
Колбы ламп высокой интенсивности должны быть рассчита-
ны таким образом, чтобы возникающие в материале колб меха-
нические напряжения не вызывали их разрушения. Появление
напряжений вызывается внутренним давлением у ламп высоко-
го давления и термическими напряжениями у ламп с большими
градиентами температур в стенках колбы, а также рядом дру-
гих причин.
Нарушение прочности стеклянных, поли- и монокристалли-
ческих колб наступает тогда, когда наибольшие растягивающие
усилия достигают предела прочности ог, как при простом рас-
тяжении. Поэтому необходимо найти наибольшие растягиваю-
щие напряжения, возникающие в различных условиях.
Напряжения от давления. При наличии внутреннего давле-
ния, превышающего внешнее, колба испытывает разрывающие
усилия. Возникающие при этом в цилиндрической колбе каса-
тельная од.к и осевая од.о компоненты напряжений (рис. 7.9)
равны [0.9, 7.14]:
= + (W
<7-63)
г2 11
Для сферической колбы цд.о=(тд.к,
где р — избыточное внутреннее давление; г — текущий радиус;
/"1, г2 — соответственно внутренний и внешний радиусы колбы.
Касательные напряжения зависят от г и убывают по мере
перехода от внутренней стенки к наружной. Радиальные ком-
поненты напряжений меньше касательных и осевых и поэтому
не рассматриваются. На рис. 7.10 приведено в качестве приме-
Рис. 7.9. Схематическое изображение
распределения главных напряжений
в элементе цилиндрической колбы
ра сплошными линиями распределение касательных напряже-
ний от давления в стенках кварцевых колб (см. [0.9]).
В тех случаях, когда толщина стенки 6=г2—Г\ составляет
незначительную часть радиуса (или диаметра) колбы, уравне-
ния (7.62) — (7.64) могут быть упрощены:
Рис. 7.10. Распределение касательных и осевых напряжений в стенках квар-
цевых колб при одновременном действии внутреннего давления и нагрева:
а — цилиндрическая ксеноновая лампа с водяным охлаждением (г1=0,4 см; Рхе”
—20-Ю5 Па; /^==650 Вт/см); б — шаровая ртутная лампа с естественным охлаждением
(гх=2,2 см; pHg—20-10s Па; Рл~2 кВт)
для цилиндрической тонкостенной колбы
Од.к=pr /8=pd/ 26;
д.о=prl2f)=pdj4&,
для сферической
Пд.к=prj2f)=pd/^.
(7.65)
(7.66)
(7.67)
Из формул следует, что растягивающие напряжения прямо
пропорциональны давлению и диаметру колбы и обратно про-
порциональны толщине стенки.
Тепловые напряжения. При больших градиентах температур
в стенках колбы возникают заметные тепловые напряжения,
связанные с различным тепловым расширением различных
участков стенки. Во внутренних слоях колбы, имеющих более
высокую температуру, возникают силы сжатия, а во внешних
слоях — силы растяжения. На рис. 7.10 схематически показано
пунктирными линиями распределение касательных тепловых
напряжений в стенке кварцевых колб, нагреваемых изнутри.
Растягивающие напряжения приняты положительными.
Значения соответствующих компонент тепловых напряжений
в стенках колб равны (см. [0.9]):
для цилиндрической колбы:
С
°т.к 91т 2
Г _ г^гг
'г Г^-Г^
Н + П in
1 + (7.68)
г2 } ri J
от.0=91тс4^- + 21-1п —
12 р rj
Уп.„. inzd.
(г22-Г12) G J
(7.69)
для сферической колбы
°т.к 91т
Гг2 ___ г* / 1
2г (г23—г/) \ 2г3
С=а£7,х(1—(л),
(7.70)
(7.71)
где 91т — удельный тепловой поток через внутреннюю стенку
колбы; а — температурный коэффициент расширения материа-
ла колбы; Е — модуль упругости; х — коэффициент теплопровод-
ности; [л — коэффициент Пуассона (для кварцевого стекла
ц~0,16; для поликристаллического оксида алюминия р«0,21).
Радиальные напряжения существенно меньше касательных,
и поэтому их можно не учитывать.
Для кварцевого стекла
С6-1Q—7-7-105 25
2-10—2(1—0,16)
кгс/(Втск).
Из формул следует, что тепловые напряжения пропорцио-
нальны удельному тепловому потоку, температурному коэффи-
циенту расширения, обратно пропорциональны теплопроводно-
сти материала колбы и растут с ростом 6.
Расчет колб на прочность (см. [0.9]). Приведенные выше
формулы позволяют найти теоретическое значение максималь-
ных растягивающих напряжений, вызванных совместным дейст-
вием внутреннего давления и тепловых напряжений для иде-
альных колб. Однако сравнение расчетов с экспериментом по-
казывает, что фактическая прочность реальных ламп оказывает-
ся существенно ниже расчетной в силу целого ряда причин, ко-
торые трудно или совсем не поддаются количественному учету.
Так, например, прочность колбы сильно снижается из-за нали-
чия вводов, отступлений от правильной формы, связанных с рез-
кими изменениями кривизны поверхности, наличия неоднород-
ностей в материале, царапин на поверхности, остаточных на-
пряжений и т. п. Поэтому при инженерных расчетах обычно
вводят запас прочности kTl и ведут расчет по приведенным выше
формулам так, чтобы максимальное значение суммарных раз-
рывающих напряжений не превосходило допустимой величины
'Пдоп-
I (Сд-{“Ст)-тех | ^(Тдоп, (7.72)
при этом
Одоп==Ог/^п- (7.73)
На практике прочность реальных ламп иногда определяют
непосредственно путем испытания заготовок на разрыв при по-
вышенном давлении. Однако это весьма осложняет изготовле-
ние ламп и, кроме того, не дает полностью правильной карти-
ны хотя бы уже потому, что прочность ламп изменяется после
изготовления в процессе горения.
Наибольший практический интерес представляет расчет на
прочность кварцевых ламп, работающих при высоких давлени-
ях и больших тепловых нагрузках, а также ламп высокой ин-
тенсивности в поли- или монокристаллических оболочках. Рас-
смотрим вопросы расчета на примере кварцевых колб. Методика
сохраняется и для колб из других материалов.
Длительная практика эксплуатации и испытания кварцевых
ламп СВД с естественным охлаждением показала, что для
большинства шаровых ламп достаточен «запас прочности» око-
ло 10, при этом случаи разрыва колб практически исключаются.
В лампах цилиндрической формы можно брать меньший запас
прочности, около 5—7. Временное сопротивление разрыву
у кварцевого стекла при 800 °C фж 9004-1000 кгс/см2, при 20 °C
снижается до 700—800 кгс/см2. Поэтому примем оДОп=80ч-
100 кгс/см2 для шаровых ламп и 100—160 кгс/см2 для цилинд-
рических.
При строгом решении задачи необходимо совместно решить
два уравнения: теплового баланса и механической прочности.
Удачный пример подобного расчета для сферических колб из
кварцевого стекла ксеноновых ламп был выполнен Г. И. Раби-
Рис. 7.11. Приведенные касательные и осевые напряжения на внешней стен-
ке кварцевых колб сферической (а) и цилиндрической (б) форм, вызванные
внутренним давлением и градиентом'температур, в зависимости от и при раз-
личных толщинах стенки 6. Для цилиндрических колб от.о примерно вдвое
больше от.к
новичем. Однако в ряде случаев задачу можно упростить. Так,
например, при
(MXfWo) и (аб/х)<1
радиус колбы выбирается, исходя из теплового режима (и дру-
гих соображений), а формула (7.72) используется для опреде-
ления толщины стенки 6. С небольшими видоизменениями этот
метод пригоден и в других случаях.
На рис. 7.11,а, б приведены значения касательных и осевых
напряжений на внешней стенке кварцевых колб сферической и
Цилиндрической форм в зависимости от Г] для разных б, рас-
считанных по формулам (7.62), (7.64), (7.68) — (7.70) [0.9]. Ис-
пользование этих кривых значительно облегчает проведение
расчетов. Расчет выполняется в следующем порядке. Допустим,
что из уравнений теплового баланса определили значения г2.
Задаемся несколькими значениями б (для которых на рис. 7.11
построены кривые) и находим для них Г] = г2—б. Затем, пользу-
ясь кривыми рис. 7.11, находим значения од/р и <гт/?1т для этих
ri- Далее, зная г2, р и qn, рассчитываем цд(б), от(б) и |од+
4“От | max- По этим данным строим график зависимости Од от 6.
На графике выбираем значения 6, при которых о^СОдоп. Расче-
ты удобно записывать в табличной форме. Значения от.н и схт.о
для других сортов стекол и материалов легко найти, умножив
приведенные на рис. 7.11 данные на отношение С/Скв для от.к и
Ор/СквЦкв ДЛЯ От.о-
Кривые на рис. 7.11,а, б иллюстрируют соотношение тепло-
вых напряжений и напряжений от давления в лампах с различ-
ной удельной тепловой нагрузкой и давлением. Из приведенных
данных следует, что для реальных толщин стенки кварцевых
колб, не превышающих 3—4 мм, тепловые напряжения достига-
ют оДоп»80 кгс/см2 при 15 Вт/см2. В лампах с принуди-
тельным, особенно водяным, охлаждением составляет много
десятков, а в особо нагруженных лампах доходит до 100 Вт/см2
и больше, тепловые напряжения достигают больших значений и
играют решающую роль при расчете колб на прочность.
В колбах из поли- или монокристаллического оксида алюми-
ния ввиду существенно большего Значения температурного ко-
эффициента расширения и меньшей теплопроводности, чем
у кварцевого стекла, тепловые напряжения могут играть реша-
ющую роль в прочности колб. Расчеты ведутся по приведенным
формулам. Конкретные данные см. в § 18.9.
7.9. НАПОЛНЕНИЕ КОЛБ РАЗРЯДНЫХ ЛАМП И РАБОЧЕЕ ДАВЛЕНИЕ
В НИХ
При разработке разрядных ламп ВД возникает необходи-
мость найти связь между вводимым в лампу количеством ме-
талла, например ртути, или газа и давлением, устанавливаю-
щимся при работе лампы. Ниже рассмотрена эта связь для га-
зов и паров при условии их полного испарения [0.9].
Расчет количества газа или пара в лампе. В стационарном
состоянии количество атомов газа или пара в любом элементар-
ном объеме лампы dV определится из уравнения состояния для
идеальных газов:
pdV=kTdN. (7.74)
Отсюда
N^\(p/kT)dV. (7.75)
v
Для перехода к массе умножим /V на массу одной молекулы
(атома). Последняя численно равна молекулярной (атомной)
массе М, деленной на число молекул (атомов) в одной грамм-
молекуле Уд:
т NM!Na = J (р/Г) dV. (7.76)
V
В стационарных условиях давление в лампе постоянно, и поэто-
му его можно вынести за знак интеграла. Произведение kNA=
=R, где R— газовая постоянная для одной грамм-молекулы,
равная 8,314 Дж/(°Ст-моль). Отсюда.
т =
(7.77)
v
Рассмотрим случаи цилиндрической и сферической ламп.
Цилиндрическая лампа. Примем, что распределение темпе-
ратуры газа постоянно вдоль оси лампы. Введем относительный
радиус p—r/ri, где г — текущий радиус; п— внутренний ради-
ус трубки, и относительную температуру газа i=T/T\, где Т\ —
температура газа у внутренней стенки.
Для единичной длины трубки в цилиндрической системе ко-
ординат объем dV=r2ipdpdq. Подставляя dV в формулу (7.77),
получаем
1 2л
т*=₽"> (7'78)
'со 1
Обозначим
1 2л
= (7-79)
о о
Тогда
Л4 у™
=-^-^р(тгг12). (7.80)
Общая масса газа или пара в цилиндрической лампе равна:
Щ —/HiZ(l+2A/m/Z), (7.81)
где I — расстояние между электродами; AZm— эффективная дли-
на заэлектродной части лампы.
Сферическая лампа. Рассмотрим случай вертикально горя-
щей лампы. В этих условиях можно считать задачу симметрич-
ной относительно вертикальной оси, проходящей через ось лам-
пы. Допустим для упрощения, что температура в сферической
системе координат (начало координат на оси лампы в середине
разряда) является функцией р и й, где й— угол между верти-
кальной осью лампы и направлением радиуса вектора. Предпо-
ложим далее, что электроды не оказывают существенного влия-
ния на распределение температуры, так что задачу будем рас-
сматривать для сферы без учета электродов. Тогда
1 2к
7И / 4 3\ [ 3 Г С p2dpsinSdO \ со.
т= «7(т’г‘)р TJJ ----------------} (7'82>
4 0 0
где т — масса газа или пара во всем объеме лампы. Она прямо
пропорциональна давлению и объему лампы. Коэффициент про-
порциональности, так же как и в случае цилиндра, определяется
распределением температуры в объеме лампы. Обозначим
1 2к
p2dpsinSdft
т
(7.83)
тогда
о о
Определение у может быть произведено несколькими путями.
Один путь,’чисто эмпирический, заключается в непосредствен-
ном измерении вводимого в лампу количества газа или металла
в холодном состоянии и давления в лампе во время ее работы.
При этом для ламп с парами металла необходимо, чтобы во
время работы весь введенный металл полностью переходил
в парообразноое состояние. Другой путь состоит в определении
значения у по известному распределению температуры в объеме.
Последнее может быть получено экспериментально или исходя
из теоретических соображений.
Основной вклад в подынтегральное выражение для у дают
области, прилегающие к внутренним стенкам лампы, так как
там сосредоточена основная масса газа, в то время как роль
центральных областей вследствие их малого объема и большого
значения температуры мала. Поэтому при расчетах у главное
внимание должно быть обращено на распределение температу-
ры газа вблизи внутренних стенок колбы, т. е. за пределами
разрядного канала. Чем выше температура в канале разряда и
чем больше радиус канала по отношению к радиусу колбы, тем
меньше значение у.
Изменение давления и количества пара в лампе при измене-
нии температуры колбы. При наличии жидкой или твердой фазы
рабочего вещества в лампе устанавливается давление пара, на-
сыщающего пространство, определяемое температурой самого
холодного участка внутри лампы, с которым могут соприкасать-
ся пары. Опыт показыват, что поверхность этого участка может
составлять небольшую часть от общей поверхности колбы. По
мере разогревания лампы давление пара в ней круто возраста-
ет по кривой для насыщающих паров в соответствии с ростом
температуры самого холодного участка. Количество пара в лам-
пе вплоть до испарения последней капли определяется по фор-
мулам (7.77) — (7.84), если в них подставить давление пара, на-
сыщающего пространство, при минимальной температуре вну-
три лампы.
Рис. 7.12. Давление pHg и средняя
плотность паров ртути йн6 в ртут-
ной лампе высокого давления с до-
зированным количеством ртути в за-
висимости от температуры колбы:
I — область насыщающих паров; II —
область ненасыщающих паров
Если количество рабочего
вещества в лампе ограничено,
то при повышении температу-
ры самого холодного участка
колбы выше некоторого преде-
ла все рабочее вещество мо-
жет перейти в парообразное
состояние. Тогда при дальней-
шем повышении температуры
его количество в лампе будет
оставаться неизменным, и поэтому при дальнейшем росте тем-
пературы колбы будет происходить лишь незначительное изме-
нение давления. Предположив, что -у не зависит от температуры
колбы при ее изменении в небольших пределах, получим, что
после испарения всего рабочего вещества давление в лампе бу-
дет \изменяться прямо пропорционально эффективному значе-
нию'абсолютной температуры Гэфь На рис. 7.12 приведена в ка-
честве примера зависимость давления и плотности паров ртути
от температуры колбы.
Дозировка ртути в лампах высокого и сверхвысокого давления. Обычно
в ртутных лампах высокой интенсивности (высокого и сверхвысокого давления)
количество ртути, вводимой в лампу, выбирается с таким расчетом, чтобы
при работе лампы вся ртуть полностью испарялась.
Дозировка по рабочему давлению. Для цилиндрических ртутных ламп
ВД К. Кенти (библ. см. [0.9]) путем непосредственного измерения количества
вводимой в лампу ртути и давления паров в работающей лампе при помощи
мембранного манометра установил следующую эмпирическую зависимость:
75-103
pi/4
(7.85)
где р, Па; di, см; Рь Вт/см, и mi, мг/см.
По расчетам [0.9] для ртутиых цилиндрических ламп ВД при изменении
диаметра трубки от 5 до 40 мм, удельной мощности от 20 до 150 Вт/см и
температуры внутренней стенки от 850 до 1200 К значения утР/7Л изменяют-
ся в пределах от 0,32-10—3 до 0,42-Ю-3 1/К. Таким образом, для инженер-
ных расчетов, не претендующих на высокую точность, можно пользоваться
значением Утр/Д =к0,37 -10_3 1/К- При более точных расчетах из (7.85)
получаем
ZTZj«3,81 - 10-6(р°.1М1°-33Уэг O 278)/Jdi2, (7.86)
где p, Па; dlt см; mt, мг/см.
Для определения значения Уш/Уьф в лампах шарового типа было рассчи
тано распределение температуры ртутных паров при следующих допущениях
в пространстве у стеиок не происходит выделения энергии, тепло, выделяю-
щееся в разряде, передается колбе за счет теплопроводности; конвекция не
учитывается; не учитывается искажающее действие электродов; распределе-
ние температуры вблизи стенок колбы имеет сферическую симметрию с неко-
торой эффективной температурой Т1зф. При этих допущениях в зависимости
от принятой температуры стенки колбы, закона изменения теплопроводности
ртути с температурой и условий разряда были получены значения уш/71Эф
в пределах от 0,35-Ю^3 до 0,55-10“3 1/К. Для предварительных инженерных
расчетов, не претендующих на большую точность, может быть взято значение
0,45-10—3 1/К. Расчетная формула (7.84) принимает вид [0.9]
(7.87)
где тш, мг; р, Па; dt, см.
Сравнение формул (7.86) и (7.87) с результатами экспериментов показа-
ло их удобство и достаточную точность для получения предварительных дан-
ных при расчётах дозировки новых ламп
Дозировка ртути по градиенту потенциала. Из законов подобия (см.
§ 4.8) следует
d^E^A'm^^B'md'2.
Для ртутиых цилиндрических ламп А'=5,75-104; £'=8,5-104, если Е, В/см;
di, мм; mi, мг/см. Формула многократно проверялась в диапазоне di от 6
до 40 мм; Е—от 15 до 80 В/см и давала хорошее совпадение с опытом.
Значение пц удобно находить графически по рис. 7 13
Практические приемы дозировки ртути. Необходимое количество ртути
предварительно рассчитывается по одному^ из методов, приведенных выше,
а затем уточняется опытным путем.
Реальные лампы имеют известный разброс по расстоянию между элек-
тродами и по внутреннему диаметру, что при постоянной дозировке приводит
к разбросу параметров. Особенно сильно сказывается разброс по объему.
Для уменьшения этого разброса либо уменьшают величину допустимых
отклонений, особенно по диаметру, либо меняют дозировку в зависимости от
диаметра, значения градиента и расстояния между электродами. Для цилин-
дрических ламп можно рекомендовать следующую формулу поправок, прове-
ренную в области 100>т1>10 мг/см:
(Д/щ/щ,)^2,1 (Adi/di)-f-l ,4(Д£/£). (7.88а)
Аналогичная формула для ртутных ламп в сферических колбах из (7.87)
имеет вид
(Дщш/«ш)^3 (AdI/di)~l~l,5(EE/E). (7.886)
По этим формулам могут быть составлены специальные таблицы или
графики поправок.
Рис. 7.13. Зависимость di3£2~8,5-104mi1/2-|-5,75-104mi3/2 от mi для цилин-
дрических ртутных дуг
В настоящее время в лампах высокого и сверхвысокого давления при-
меняется почти исключительно дозировка ртути по объему или массе.
Дозировка газа в газовых лампах высокой интенсивности. В газовых лам-
пах общее количество газа в лампе остается все время неизменным. Во время
работы лампы происходит только перераспределение температуры и плотно-
сти внутри лампы, что приводит к некоторому повышению давления.
Для неработающей лампы имеем
М Ахол >,
тл — D Т »л-
« * хел
Для работающей лампы то же тл равно:
М С dV
Шл = & Prop I j-
V
Приравнивая эти выражения, получаем
(7.89)
(7. 90)
Prop Рхол (7*IrOp/yT*ХО.Ч ), (7-91)
где
с d\'
Т = (Т'пщр/Ул) J у •
v
Чем больше Лгор/Т^хол, тем больше повышается давление. Это особенно
сказывается в трубчатых лампах, где разряд может заполнять значительную
чвсть сечения трубки. Эксперименты с ксеноновыми лампами показывают, что
для ламп шарового типа уш==0,3-е-0,8, в то время как для трубчатых ламп
у7р=ьО, 13ч-0,4 в зависимости от условий разряда.
При разработке и изготовлении удобно относить все параметры лампы
к «холодному» давлению, которое определяет количество вводимого в лампу
газа и является технологическим параметром. Для этого надо знать значение
у, чтобы определить рабочее давление в лампе.
Лрактические приемы дозировки газа. При рхол ниже атмосферного дав-
ления наполнение ламп газом производится по манометру непосредственно
из баллона.
При рх0.ч>Ратм наполнение ламп газами, которые сжижаются при темпе-
ратуре жидкого азота, производится путем сжижения требуемого количества
газа в лампе. К числу таких газов относятся ксенон и криптон. Наполнение
производится из специальных баллонов. Для этой цели часть вакуумной уста-
новки с известным объемом Vo, соединенную с лампой, наполняют газом до
определенного давления р0, которое ниже атмосферного. Затем лампу охлаж-
дают жидким азотом так, чтобы весь или почти весь газ из объема Vo скон-
денсировался внутри лампы, и в таком положении производят отпайку лампы
от установки.
Расчет необходимой величины объема Vo и рс производится по формуле
PxojiVj1=-po(Vo-j-Vx). (7.92)
Значение Vo выбирается таким образом, чтобы рс не превышало 0,4-105 Па
(~0,4 атм).
Особенности дозировки конкретных типов ламп рассмотрены в соответ-
ствующих главах.
7.10. ВВОДЫ
Ввод является конструктивным узлом разрядной лампы,
предназначенным для подвода тока от внешнего источника пи-
тания к электродам (катоду и аноду), расположенным внутри
колбы. Ввод должен быть вакуумно-плотным во всем диапазоне
температур при изготовлении и работе разрядной лампы и в те-
чение всего срока службы, иметь малое электрическое сопро-
тивление, иметь достаточную механическую прочность для ра-
боты лампы, быть конструктивным и технологичным.
По конструкции вводы можно разделить на разборные и
неразборные. Наиболее широко распространены неразбор-
ные вводы.
Вводы представляют собой вакуумно-плотные соединения
металла со стеклом или керамикой. Кроме того, в конструкциях
ламп встречаются вакуумно-плотные соединения металлов, сте-
кол и керамики (или монокристаллов) между собой в различ-
ных сочетаниях.
Наиболее широко применяются горячие впаи металла в стек-
ло, спаи стекла с металлом или стекла со стеклом. Они осуще-
ствляются путем «слипания» разогретого до размягчения стекла
с металлом или стеклом. В связи с массовым выпуском ламп
в керамических (или монокристаллических) оболочках теперь
широко применяют также пайку металла с керамикой или кера-
мики с керамикой при помощи стеклоцементрв, различные виды
сварки металлов, например электронно-лучевую и др.
В зависимости от соотношения температурных коэффициен-
тов расширения впаиваемых материалов различают согласован-
ные и несогласованные впаи.
Согласованными называют впаи, у которых темпера-
турный коэффициент расширения впаиваемого материала, на-
пример металла и стекла или двух стекол во всей рабочей об-
ласти температур, т. е. от минимальной рабочей температуры
лампы до температуры отжига стекла, совпадают. Практически
допускается различие в коэффициентах теплового расширения
до 10—15%. При впае металла в стекло выбирают аМет<Остекл,
так как это обеспечивает надежное уплотнение за счет обжатия
ввода стеклом после остывания. Кроме того, стекло лучше рабо-
тает на сжатие, чем на растяжение. Возникающие при этом
в стекле натяжения не должны превосходить допустимых преде-
лов с точки зрения механической прочности впая. Применяемые
в ламповой промышленности стекла делятся по коэффициенту
теплового расширения на стекла «платиновой» группы (простые
стекла), обладающие коэффициентом расширения, близко сов-
падающим с коэффициентом расширения платины а~
»90-10~7 °C”1, стекла «молибденовые» с а~50-10-7 °C-1,
«вольфрамовые» с аа;35-10~7 °C-1 и кварцевое стекло с а~
а*6"10~7 °C-1, для которого нет металла, подходящего по коэф-
фициенту расширения во всем интервале температур.
Для согласования спая выбирается металл с согласованным
коэффициентом расширения, например, для «молибденовых»
стекол молибден, для вольфрамовых — вольфрам. Для впаев
в простое стекло применяется обычно платинит [7.16].
Несогласованными называют впаи, у которых коэф-
фициенты расширения стекла (керамики) и металла отличают-
ся больше чем на 10—15%. В этом случае вакуумно-плотное
соединение металла со стеклом во всем диапазоне рабочих тем-
ператур и механическая прочность впая обеспечиваются такой
конструкцией впая, при которой силы смачивания поверхности
впая со стеклом (керамикой) были бы больше разрывающих
напряжений, возникающих за счет различия в их коэффициен-
тах расширения.
Конструктивно вводы металла в стекло (кроме кварцевого)
выполняются в форме ножечных и рантовых вводов различных
конструкций. Чаще всего применяют плоские штампованные
ножки гребешкового или кольцевого типа. Ввод состоит из соот-
ветствующей проволоки, непосредственно запаиваемой в стекло,
Рис. 7.14. Примеры вводов в стекло [0.9, 7.1]:
а — двухвводная гребешковая ножка из простого стекла (/— внутреннее звено ввода:
2 — лопатка ножки; 3 — платинит; 4 — трубка; 5 — развертка тарелочки; 6 — штенгель;
7 —внешнее звено ввода; 8 — отверстие для откачки и наполнения); б — восьми вводная
кольцевая плоская ножка из «молибденового» стекла (/ — вводы нз молибденовой про-
волоки; 2— стекло); в — одиночный ввод в «молибденовое» стекло (1 — ввод молибде-
новой проволоки; 2— стеклянная трубка; 3 — пайка латунью; 4— медиый канатик); г —
рантовый спай ковара со стеклом (/ — коваровый колпачок; 2 — стекло; 3 — внутреннее
звено ввода; 4 — место пайки); д — рантовый спай ковара со стеклом (/ — коваровое
донышко с выводом и электродом; 2 — стеклянная трубка)
внутреннего и внешнего звеньев. Внутреннее звено соединяется
с электродом, а внешнее — с приспособлением для подключения
лампы к источнику питания, например с цоколем. В рантовых
впаях токоведущая часть ввода отделена от элемента, обеспечи-
вающего вакуумное уплотнение. Поэтому их целесообразно при-
менять в лампах, рассчитанных на большие силы тока. На
рис. 7.14 схематически показан вид ножечных и рантовых вво-
дов.
Ниже рассмотрены более подробно вводы в кварцевое стек-
ло, поскольку они находят широкое применение в лампах высо-
кой интенсивности различного типа.
Вводы в керамику, применяемые в основном в лампах высо-
кого давления со щелочными металлами, рассматриваются
в гл. 18, так как их конструкция тесно связана с работой лампы.
Вакуумно-плотные вводы в кварцевое стекло. Существуют
следующие типы вакуумно-плотных вводов в кварцевое стекло:
фольговые, вводы на переходных стеклах, колпачковые и раз-
борные.
Фольговые вводы. Впай представляет собой полоску из мо-
либденовой фольги, заваренную в кварцевое стекло. Полоска
имеет в средней части сечения толщину порядка 20—25 мкм,
к краям ее толщина уменьшается.
На рис. 7.15,а схематически показан впай плоской фольги
в кварц. Фольга для плоских впаев имеет обычно ширину в пре-
делах от 1 до 6 мм и длину от 8 до 50 мм. Этот впай является
примером несогласованного впая. Вакуумная плотность впая
обеспечивается благодаря малой толщине фольги. В этом слу-
чае разрывающие усилия, возникающие между поверхностью
кварца и фольгой при остывании впая после запайки, оказыва-
ются меньше сил смачивания. При увеличении толщины фольги
выше некоторого предела разрывающие усилия превосходят
силы смачивания, и фольга отрывается от кварца. Допустимая
сила тока через фольговый ввод ограничивается, главным обра-
зом, нагревом фольги, имеющей вследствие малого сечения за-
метное сопротивление.
При работе на воздухе нагрев внешнего конца фольги, со-
прикасающегося с воздухом, выше 350—400 °C приводит к бы-
строму окислению молибдена. Сопротивление в месте окисления
возрастает, что ведет к еще большему нагреву, в результате
чего ввод выходит из строя. Окисленный молибден значительно
увеличивается в объеме, что часто приводит к разрыву кварце-
вого стекла и разрушению впая.
Можно руководствоваться следующими ориентировочными
данными о связи температуры фольги у внешнего ввода со сро-
ком службы одиночного плоского вывода на воздухе. При t$ =
==300 °C тлП-4-2 тыс. ч, при 350 °C т»200 ч, при 400 °C Т«50 ч,
при 450 °C т~ 15 ч.
При работе в защитной среде или в вакууме опасность окис-
ления фольги отпадает. В этом случае допустимая сила тока
ограничивается температурой фольги, которая не должна пре-
вышать 700—800 °C, так как при более высокой температуре
возрастает скорость кристаллизации кварцевого стекла и газо-
выделение из него.
При больших значениях i2, например в импульсных лампах,
местный нагрев, особенно в местах с повышенным сопротивле-
нием, может привести к расплавлению фольги. Такими местами
могут оказаться места точечной сварки фольги с выводом. По-
этому при относительно больших токах рекомендуется делать
по два (и больше) внешних вывода и тщательно следить за ка-
чеством сварки.
Вода
Рис. 7.15. Вводы в кварцевое стекло [0.9, 7.15]:
а впай плоской молибденовой фольги (/ — полоска молибденовой фольги; 2 — квар-
цевое стекло; 3 электрод; 4 — вывод — молибден); б — цилиндрический фольговый
впай (/—цилиндр из молибденовой фольги; 2— кварцевое стекло; 3— кварцевый
вкладыш; 4 — муфта электрода; 5 — к электроду; 6 — вывод — сталь); в — дисковый и
г —чашечный вводы [ 1а — диск из молибденовой фольги; 16 — чашечка из молибдено-
вой жести с утончающимися краями; 2 — кварцевое стекло; 3 — стержень из Мо или
w (к электроду)]; 4 — стержень из Мо (к выводу); д— колпачковый ввод (1 — метал-
лический колпачок; 2 — электрод; 3 — кварцеваи или керамическая трубка; 4 — место
спая колпачка с трубкой); е — прямой и sic — обратный вводы в кварцевое стекло
на переходных стеклах (/ — кварцевое стекло; 2 — переходные стекла с повышающи-
мися коэффициентами теплового расширения; 3 — «молибденовое» стекло; 4 — ввод из
молибденового прутка; 5—опора); з—разборный ввод с водяным охлаждением электрода
Увеличение допустимой силы тока через фольговый ввод мо-
жет быть достигнуто путем увеличения сечения фольги и отча-
сти ее ширины.
Толщина фольги без нарушения вакуумной плотности ввода
может быть увеличена до 40—50 мкм путем нанесения на по-
верхность фольги и кварца тонкой пленки переходного стекла
сада (154-18) 10-7 °C-1, улучшающей сцепление. Через плоский
длинный ввод с такой фольгой можно пропускать токи до не-
скольких десятков ампер. Дальнейшее увеличение силы тока
можно достичь только путем увеличения ширины фольги.
Для работы при силах тока от 20 до 100 А применяются ци-
линдрические фольговые вводы различного диаметра [7.15]. На
рис. 7.15,6 показан схематически цилиндрический фольговый
ввод. Он представляет собой молибденовую фольгу толщиной
около 50 мкм, согнутую в виде незамкнутого цилиндра. Внутрь
цилиндра вставлен полый кварцевый вкладыш цилиндрической
формы (давление в полости 2-104—2,7-104 Па, 150—
200 мм рт. ст.). Вкладыши диаметром <6—8 мм делаются
сплошными. С одного конца к цилиндру приварен электрод,
а с другого — вывод. Для согласования внутреннего диаметра
молибденового цилиндра с диаметром электрода на нем укреп-
ляются втулки соответствующего диаметра из вольфрама или
молибдена. В качестве материала для вывода иногда применя-
ется сталь, что позволяет легче делать детали необходимой фор-
мы, в частности с резьбой. Собранный таким образом электрод
с вводом заваривается под вакуумом в кварцевую трубку, явля-
ющуюся частью кварцевой заготовки лампы. Поверхность квар-
цевой трубки и вкладыша предварительно покрывается слоем
переходного стекла. Цилиндрический фольговый ввод действует
на том же принципе, что и плоский, но, вследствие того что по-
перечное сечение фольги увеличено, он допускает большие токо-
вые нагрузки.
Принципиальным недостатком фольговых вводов является
то, что тонкая молибденовая фольга не только служит вакуум-
ным уплотнением, но и является токоведущей частью и, таким
образом, ограничивает значение допустимого тока.
Эта трудность устранена в дисковых и чашечных
вводах. В них молибденовая фольга, выполненная в виде
Диска или чашечки с острыми краями, создает вакуумное уплот-
нение, но не является токоведущей частью. Токоведущей частью
являются вольфрамовый и молибденовые стержни, диаметр ко-
торых может быть взят достаточно большим, так что по ним
могут быть пропущены весьма большие токи. На рис. 7.15,в и г
приведен схематический вид этих вводов в разрезе. Изготовле-
ние таких вводов представляет некоторые затруднения. Поэто-
му они не получили распространения.
Колпачковые вводы. На рис 7.15,д схематически представлен
вид колпачкового ввода. Вакуумно-плотное соединение метал-
лического колпачка с колбой осуществляется при помощи пай-
ки. Для этой цели поверхность колбы в месте спая предвари-
тельно покрывается тонким слоем металла. Такого типа колпач-
ковые вводы позволяют осуществлять ввод весьма больших
токов. Они компактны и не требуют дополнительной цоколевки,
применяются главным образом в импульсных лампах с газовым
наполнением и лампах в колбах из поликора. При низких рабо-
чих температурах пайка осуществляется индием, при высоких—
титаном или другими металлами с подходящими свойствами.
Вводы на переходных стеклах. В этих вводах при помощи
нескольких стекол с постепенно увеличивающимся коэффициен-
том. расширения осуществляется переход от кварцевого стекла
к вольфрамовому или молибденовому стеклу, в которое произ-
водится согласованный впай вольфрамового или молибденового
прутка необходимого сечения. Таким образом удается осущест-
влять ввод на силы тока в сотни ампер. На рис. 7.15,е и ж по-
казаны схематически конструкции подобных вводов. В вводе,
изображенном на рис. 7.15,ж, стекла работают на сжатие, что
обеспечивает большую прочность. Вводы на переходных стеклах
применяют преимущественно в лампах с газовым наполнением,
где температура ввода не влияет на давление в лампе. Недо-
статками этих вводов являются относительно низкая рабочая
температура, определяемая рабочей температурой стекла, невы-
сокая механическая прочность и сложность изготовления.
Разборные вводы и лампы1. В последнее время получили
распространение газовые лампы разборного типа различных
конструкций. Это открывает широкие возможности для создания
газовых ламп на большие мощности и давления. При этом изго-
товление ламп в значительной мере сводится к механической
сборке со всеми преимуществами этого способа. Разборные вво-
ды дают возможность применить водяное охлаждение электро-
дов и таким путем резко повысить мощность лампы б'ез суще-
ственного увеличения размера электродов и колбы. Газонепро-
ницаемое соединение элементов лампы достигается в этом типе
ламп за счет уплотнения той или иной конструкции, а не за счет
заварки металла в стекло или их спайки. На рис. 7.15,з приве-,
ден эскиз подобного ввода, разработанного В. П. Сасоровым
[7.15]. Для ламп с парами металлов и их соединений, работаю-
щих при высоких температурах «холодной точки», создать по-
добные вводы пока не удалось.
* См. гл. 19.
7.11. ТЕПЛОВОЙ РАСЧЕТ ФОЛЬГОВЫХ ВВОДОВ
Выбор размеров вводов должен производиться, исходя из их теплового
режима при заданных условиях разряда и эксплуатации и из конструктивных
и технологических соображений. Рассмотрим тепловой расчет фольговых вво-
дов в кварц, работающих в стационарном и нестационарном режимах.
Стационарный режим. При стационарном режиме нагрев ввода происхо-
дит за счет прохождения тока через фолы у и за счет отвода части тепла от
электрода и колбы. Охлаждение происходит за счет теплопередачи с боковой
поверхности кварца в окружающую среду и теплопроводности вдоль ввода
по кварцу и фольге к выводу. Излучение нагретой фольги, проходящее через
кварцевое стекло без поглощения, даже при температуре фольги 750 °C со-
ставляет менее 8 % мощности ее нагрева и поэтому в первом приближении
может не учитываться.
В проводившихся ранее расчетах [0.9] рассматривалась задача для бес-
конечно длинного ввода, что приводило к значительному завышению расчет-
ной температуры наружного конца по сравнению с фактической. В связи
с этим в ,[7.17] была решена задача теплового расчета ввода конечной длины
по уточненному методу [7.6].
Для упрощения решения и сведения задачи к одномерной введем ряд
допущений: 1) в условиях естественной конвекции перепад температуры по
сечению ввода незначителен по сравнению с перепадом между поверхностью
ввода и окружающей средой; 2) эффективный коэффициент теплопроводности
ввода иЭф
формуле
не зависит от температуры. Значение хэф будем определять по
хФ*8ф + kkbSkb
Хэф „ V о---------------“ *КВ
ЭфТ- окв
кф 5ф
хкв*^кв
хКв — соответственно коэффициенты теплопроводности материала
'кв — соответственно площади по-
(7.93)
где иф и
фольги и ввода (кварцевого стекла); 5Ф и S,
перечного сечения фольги и ввода, постоянны по длине.
При этих допущениях уравнение теплопроводности для продольного рас-
пределения температуры по вводу примет вид (см. § 7.2)
—ХэФ5 (d2T/dx2) =Qi„— Q1OXJ1, (7.94)
где Qi„ — мощность источников нагрева на единицу длины ввода; (Дохл —
мощность, отводимая с боковой поверхности ввода на единицу длины; S —
площадь поперечного сечения ввода в точке с координатой х; S=s=SJ<B. Нагрев
фольги током на единицу длины
01В=/2рФ(7'ф)/5ф^(Пф-|-тфТф)/2/5ф, (7.95)
где рф — удельное электрическое сопротивление фольги при температуре 7ф.
Для молибдена (щло-|-тмо7мс)=к(5,15-фО,0285/мо)10-6 Ом-см,
Охлаждение ввода с боковой поверхности единичной длины
(<7т+ *7иЗл) Рив~ Окв(7' Т о) Ркв, (7.96)
где ркв — периметр сечения ввода. Значения q и а от Т и условий охлажде-
ния приведены в § 7.2.
Рис. 7.16. Распределение температуры (а) по фольговому вводу лампы
ДРИШ-2500 (б) (см. гл. 17):
“““—расчет по формуле (7.102); —О——эксперимент;------------расчет по фор-
мулам (7.106) и (7.109)
Для ввода, изображенного на рис. 7.16,6, получим
при 0<г<а (индекс 1) 1
(Т-То) - («ф + /ИфГф)------—-;
QZ *^хэф1 хэф1А^ф
(7.97)
при (индекс 2)
dST _ Рква2 (Т т
, О — с V 1 о)-
dzi -зхэфг j
Величины а и иэф являются функциями Т. Значения рКв, S и 5Ф постоянны
по всей длине.
Граничные условия. Строгое нахождение этих условий, как уже указы-
валось, встречает определенные трудности, поскольку для этого надо соста-
вить аналогичные дифференциальные уравнения для конца колбы и впаянного
электрода, а также для наружного конца ввода и, решив их совместно
с уравнениями (7.97), найти распределение температуры На практике эти
трудности обходят тем, что при z=0 и z=l задают значения либо dT/dz,
либо Т. Для согласования уравнений (7.97) надо в сечении г=а обеспечить
Г(а)+=Г(а)_ и (dT/dz)a+=(dT/dz)a-.
При заданных граничных условиях и известных значениях величин, вхо-
дящих в уравнения (7.97), распределение температуры по вводу может быть
найдено путем численного решения уравнения на ЭВМ. Если для каждой из
двух зон принять усредненные значения а и хЭф, не зависящие от Т, то урав-
нения (7.97) могут быть решены по методу, подробно изложенному в [7.6].
Вводя новую переменную &(z) =7'(z)—То и проводя преобразования, по-
лучаем
(d2B/dz2)—р2»= —?н, 0<г<а; ] (7 981
(tR/dz2)—»?2& =0, а<г</, J
где
Р2— (PkbOi Fm/S^) /5квиЭф1'
Т]2==РквО2/5квХэфэ^
— (и-ршТо) /л/5ф5КвХэф1.
Граничные условия для ввода, изображенного на рис. 7.16,6, имеют вид
1) z=0; » = »0; 2)z=Z; (d»/dz) = — ft»;
3) г = a', (dft/dz)— = ft(d»/dz) + ; 4) z = a; »_ = »т,
(7.99)
где г)о —температура колбы и ввода при z=0; й=а2/хЭф2; &=хЭф2/хЭф1.
Общее решение системы уравнений (7.98) запишется [7.6] так:
й(г) = f Cich(₽z) +C2sh(pz) + <7Н/Р2, 0<z<a; 1
[ C3ch(?jz) +C4sh(4z), a<z<Z. J
(7. 100)
Находя значения коэффициентов Ci—C4 из граничных условий (7.99) и
подставляя в (7.100), после преобразований получаем выражения для (z) по
вводу:
при 0<г«С«
»0(ch рг—F sh ₽г) + [ 1 — (ch Pz—F sh P?) — '.-'о 1 i
p2 L ch pa + k?] sh pa
при а I
i L P2
_________Р(Д ch tjz—sh t]z)_________
(pDch Pa 4- kt) sh Pa) (ch t)a—4sh?ja)
(7.101)
где
kt] ch pa + p-D sh Pa (PD + kt))e — (pO -f- ft?;
F = pP ch pa-[-ft?; sh Pa = (pP + ft?;)e2₽a -f- (PP + kt))'
t) ch t]l-^- h sh t)l _ 4 ch tja—sh t)a
h ch tjl +1) sh t)l ’ ch tja— A sh t)a
Для практических расчетов важно знать температуру в точке а. Под-
ставляя ав (7.101), получаем
«»> -[••+!- <" |>](рРсЬ|Ь,рХ1.м (7-|02)
На рис. 7.16,а представлено в качестве примера рассчитанное по форму-
лам (7.98)—(7.101) и экспериментально измеренное распределение темпера-
туры по фольговому вводу с размерами плоской фольги 95X8X0,028 мм,
длиной ввода 1=123 мм, S=cl,5 см2; рКв^4,5 см при /=25 А [15.8]. Расчет
проводился методом последовательных приближений. Сначала задавалась не-
которая усредненная температура ввода, и по ней определялись коэффициен-
ты а по формуле (7.96) и иэф по (7.93). Далее проводился расчет по (7.99) и
(7.101), и полученная для средней части ввода температура сравнивалась
с заданной. Если расхождение оказывалось больше 50 °C, то значение исход-
ной средней температуры уточнялось и расчет повторялся. Обычно при не-
большом навыке достаточно двух-трех приближений. Несмотря иа кажущую-
ся громоздкость формул, их решение при помощи современных инженерных
микрокалькуляторов не представляет особого труда.
Из рис. 7.16,а видно хорошее совпадение расчетных и экспериментальных
данных. На тем же рисунке для сопоставления представлена кривая, рассчи-
танная по формулам для бесконечно длинного ввода. Отчетливо видно силь-
ное завышение температуры для концевой зоны (z=a), представляющей наи-
больший практический интерес.
Уравнение (7.102) состоит из вух членов. Первый равен
и определяет вклад иагрева от колбы и электрода в температуру ввода
в точке а, второй — от иагрева током:
t” (а) = ^(ch Ра—1)рО— _ (7.104)
Р2 (pD ch fa + kt] sh ра)
Анализ этих выражений показывает, что с увеличением длины а значения
ch Ра и sh ра растут и a /"(a)—>const. Таким образом, для достаточ-
но длинных вводов /'(а) можно не учитывать. Кроме того, выражение для
/"(а) можно упростить, поскольку при достаточно больших a ch pa^rsh ра:> 1,
и получаем
Параметр D зависит в основном от длины ненагреваемого (бесфольгово-
го) участка ввода (1—а), резко снижаясь от D=y\/h при (/—а)=0 до £>=1
при (I—а)->оо. Так, в приводимом нами примере уже при (Z—а)^2 можно
считать ZXtl, что позволяет дополнительно упростить расчетную формулу
(7.105).
Важно подчеркнуть значительное охлаждающее действие ненагреваемого
участка ввода (I—а) на Z(z), особенно при z вблизи а.
Приведенные выше уравнения устанавливают связь между размерами
фольги и ввода, условиями охлаждения и нагрева и температурным полем.
С их помощью можно решать различные задачи. На практике при конструи-
ровании лампы требуется определить размеры фольги и ввода на заданную
силу тока и условия нагрева и охлаждения. В качестве критерия принимается
предельно допустимая температура фольги у ее наружного конца, опреде-
ляющая долговечность ввода. Толщина фольги бф выбирается, исходя из
условия получения надежного впая, и, следовательно, тоже может считаться
заданной (см. § 7.10). Таким образом, остается выбрать ширину Ьф и длину
/ф фольги. Ширина достаточно длинной плоской фольги из технологических
соображений не должна превышать 6 мм и в крайнем случае 10 мм. Если
она оказывается недостаточной, то надо применять цилиндрические фольго-
вые вводы или усиленное охлаждение.
Следует иметь в виду, что в приведенном выше расчете не учитывался
теплоотвод по выводу и влияние цоколя, которым обычно снабжаются концы
лампы. Поэтому его следует рассматривать, скорее, как пример подхода к во-
просу. С этой точки зрения для инженерной практики представляет интерес
упрощенная оценка предельного нагрева фольги током, тепловых потерь через
вводы различной конструкции и т п.
Предельный нагрев фольги током легко определить, положив в (7.94)
rFT/dz2—0, что соответствует бесконечно длинному вводу. Тогда Qi,;=Qiozx-
Подставляя выражения для Qi из (7.95) и (7.96) и решая относительно Т,
получаем
7кв=/2р/(5фра)-|-7’о. (7.106)
Для определения температуры фольги надо ввести небольшую поправку на
перепад температуры в кварцевом стекле ДДв, воспользовавшись формулами
§ 7.2 и 7.3:
ДТк^Тф—7кв^(/2р/5ф) (Дкв/ХквР). (7.107)
По оценкам ДГКВ не превышает 30—40 СС.
Формулы (7.106) и (7.107) устанавливают связь между предельной Гф
от нагрева током I, геометрией фольги и ввода и другими условиями. Из
ннх при заданных значениях I, бф н бф легко получить 7"ф или, наоборот, при
заданных /, 7Ф и бф найти бф. Для плоских нештампованных фольговых вво-
дов можно принять, что ширина ввода /?,<в^2бф, а толщина (4/3) 6Ф. Тогда
ДКЕ^:2,ЗРф’, Рив^б.БЬф и Зф^бфбф. При этих условиях
7-ф- (Го + ДТКВ)^ ( Рмо (7У ) 12 0,8• Ю-з ;
Ьф^0,028[бф (Гф—(7о+Л7к„) )]-|/2/^,04/,
где I, А; Ьф и бф, см.
Влияние нагрева ввода электродом и колбой на температурное поле ввода
можно оценить, воспользовавшись методом суперпозиции. С этой целью вновь
Рассмотрим бесконечно длинный ввод и найдем превышение температуры вво-
да от нагрева электродом и колбой над температурой, вызываемой только
нагревом ввода током. Для этого введем новую переменную 6(z)=7'(z)—
где Ткв определяется из (7.106) и (7.107). Тогда уравнение (7.97)
примет вид
(d20/dz2) = (рКва/£КБИэф)е. (7.108)
Оно легко решается, если ввести эффективные значения а и хЭф и принять
их не зависящими от температуры. В этом случае
0(z)=0(0) ехр [— (рква/5квИэф)1/2г]. (7.109)
Из (7.109) видно, что температура дополнительного нагрева падает по
экспоненте. Так, в случае ввода, изображенного на рис. 7.16,6, при 0(0)=е
чгЗбО °C температура упадет до 0,10(0) на расстоянии z~3 см.
Тепловой поток от колбы и электрода во ввод (z=0) равен:
Т'ввод= (d0/dz) г==о=—о (0) (рква/5ввяэф1)1 /2. (7.110)
Для ввода на рнс. 7.16,6 F=&400-0,76=^300 Вт.
Нестационарный режим определяется путем решения нестационарного
уравнения теплопроводности аналогично нестационарному тепловому режиму
колб, кратко рассмотренному в § 7.7. Особый интерес эта задача представ-
ляет для конструирования фольговых вводов импульсных ламп и определе-
ния предельно допустимых токовых нагрузок на вводы. При достаточно дли-
тельной работе в режиме частых вспышек тепловой режим фольгового ввода
•определяется средней мощностью аналогично стационарному режиму. Выход
ввода из строя вызывается окислением внешней части фольги, соприкасаю-
щейся с воздухом. В режиме одиночных вспышек для единичной длины фоль-
ги можем записать
[<20®/-S*]d/~Qio>,dz4 Сф(7ф)уф5^7, (7.111)
где уф — удельная масса материала фольги; сф — удельная теплоемкость ма-
териала фольги.
Строгое решение этого уравнения весьма сложно. Рассмотрим здесь пре-
дельный случай, когда оно сравнительно просто решается. При весьма малой
длительности вспышки, если можно пренебречь <2юхл и считать, что вся вы-
деляющаяся в фольге за время вспышки энергия идет только на нагрев са-
мой фольги, переменные разделяются и уравнение интегрируется:
т Т (J)
J Fdi = J [Сф Уф 5ф2/Рф] dT. (7. 112)
0 Т(0)
Интеграл в левой части удобнее связать с энергией вспышки. Энергия,
выделяющаяся в контуре за время вспышки (если пренебречь остаточным
напряжением на конденсаторе и индуктивностью), равна CU^/I. Из этой
энергии в лампе выделяется только часть |л, меньшая единицы: Ц7л=£лСС72/2.
Чтобы получить в уравнении (7.112) 117л, умножим подынтегральные функции
на сопротивление лампы /?л:
J i?Rndt J [сф Тф £ф2/Рф] RndT.
О Т(0>
В целях упрощения интегрирования введем усредненные значения сф и
р~ф и эффективное значение /?л.эф- Тогда получим
В..1СС/072^[Сфуф5ф7рф]/?л.Эф(7' (т)—Т (0)).
(7.113)
Уравнение (7.113) связывает температуру фольги с ее сечением, энергией
вспышки и эффективным сопротивлением лампы. Оно позволяет определить
одну из величин при задании остальных. В частности, задавшись значениями
Т(т), 5Ф, Лл.эф и |л, можем найти предельную энергию вспышки (СС/02/2)пРеД
и т. д.
Уравнение (7.113) дает завышенные значения 7(т) и 5Ф, поскольку в нем
не учтены потери. Чем больше длительность вспышки, тем больше величина
неучтенных потерь и тем больше даваемое им завышение.
Несколько иной подход рассмотрен в [7.13].
; Глава восьмая
ПРЕОБРАЗОВАНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ В СЛОЕ ЛЮМИНОФОРА
8.1. ПРЕОБРАЗОВАНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ В СЛОЕ ЛЮМИНОФОРА
В современных источниках излучения широко используется явление фото-
люминесценции. В большинстве случаев для этой цели используются твердые
кристаллические вещества, называемые люминофорами. Они представляют
собой порошки, состоящие из отдельных зерен. Зерна имеют неправильную
форму и различные размеры, обычно лежащие в пределах от 3 до 20 мкм.
Люминофоры используются в виде слоев той или иной толщины, наносимых
иа поверхность, облучаемую возбуждающим излучением. Возбуждающее
излучение, падающее на слой, претерпевает отражения и поглощения на
отдельных зернах люминофора. В результате поглощения возбуждающего
излучения в отдельных зернах возникает люминесценция, которая, распро-
страняясь в слое, рассеивается и частично поглощается. Выходящее из слоя
излучение является результатом распространения возбуждающего излучения
и люминесценции отдельных зерен люминофора через всю толщину слоя и но-
сит объемный характер.
Слой люминофора в лампах имеет обычно форму полости, охватывающей
источник возбуждающего излучения. Поэтому возбуждающее излучение и лю-
минесценция испытывают многократные отражения, которые необходимо учи-
тывать при расчетах работы слоя в лампах.
Благодаря наличию большого числа зерен для определения оптических
характеристик слоя могут быть применены многие представления, развитые
Для распространения излучения через поглощающие и рассеивающие сре-
ды [8.1].
8.2. ОПТИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ПЛОСКОГО СЛОЯ ЛЮМИНОФОРА
Оптические характеристики рассеивающего и поглощающего слоев. Рас-
смотрим плоский слой толщиной хо, равномерно и диффузно облучаемый
с одной стороны монохроматическим излучением (рис. 8.1). Примем, что по-
глощающие и рассеивающие центры распределены равномерно по всему объему
слоя, а число их так велико, что можно считать рассеяние и поглощение
непрерывными функциями толщины слоя и решать задачу методами диффе-
ренциального исчисления. Допустим далее, что размеры поверхности слоя
настолько превосходят его толщину, что слой можно принимать бесконечно
протяженным. Тогда воображаемая плоскость на глубине х вследствие рас-
сеяния излучения в слое будет облучена с обеих сторон. Как было показано
в [8.1], прямая (со стороны падающего излучения) и обратная облученности
воображаемой плоскости на глубине х будут равны:
sh(Lx0—Inp(oo)]
sh Llxn—x)
E2W ~ Ee —— - - —, (8- 2)
sh(Lx0—In p(oo>)
где Eo — облученность на поверхности слоя со стороны падающего излуче-
ния; £| — облученность плоскости на глубине х со стороны падающего излу-
чения; Е? — то же со стороны, противоположной падающему излучению;
L = [/fe2-J-2^s и р( СЮ ) = 1 + (k/s) -l^(k/s^ + 2(kjs}. (8- 3)
Здесь р(оо) —коэффициент отражения бесконечно толстого слоя (хо-*оэ);
k — показатель поглощения излучения, k сильно зависит от длины волны и
не зависит от размера частиц; s — показатель рассеяния излучения, завися-
щий от длины волны и пропорциональный общей площади поперечного сече-
ния частиц в единице объема.
Экспериментальное определение k
и s см., напрмер, в [8.2, 0.9].
Формулы выведены в предпо-
ложении, что диффузно (не на-
правленно) падающее излучение
остается вполне диффузным и
внутри всего светорассеивающего
слоя, a k и s не зависят ни от
глубины слоя, ни от направления
падения излучения. В действитель-
Рис. 8.1. Схема распространения
излучения в плоском рассеиваю-
щем и поглощающем слое, облу-
чаемом с одной стороны
ности сравнительно большие размеры зерен люминофора и их плотная упа-
ковка могут создавать некоторые особенности рассеяния в слое. Поэтому
предположение о днффузности рассеяния является только первым прибли-
жением. При выводе формул принималось, что отражение бесконечно тонкого
слоя dx обусловлено только рассеянием света, а пропускание — рассеянием
и поглощением:
r(dx)=sdx и t(dx) = l—(s-\-k)dx, (8.4)
где r(dx)—коэффициент отражения бесконечно тонкого слоя dx; t(dx) —
коэффициент пропускания бесконечно тонкого слоя dx.
Из (8.1) и (8.2) легко найти значение коэффициентов пропускания т
и отражения р плоского слоя толщиной ха. Для этого положим х—ха,
т = ЕДХр) = sh(—1пр(оо)) .
Ео sh(Lx0—1пр(со)) ’
= £г(0) = sh(£x0)
Ео sh(Lx0—1пр(оо))
Помня, что коэффициент поглощения а=1—(т-]-р), из (8.5) и (8.6) по-
лучим
а = 1 — shZ-*o-bsh(—1пР(°°)) (8 7)
sh(Lx0—1пр(оо))
Анализ этих формул показывает, что прн увеличении толщины слоя х0
от 0 до оо коэффициент отражения слоя р возрастает от 0, асимптотически
приближаясь к р(°°); коэффициент пропускания падает от 1 до 0, а коэф-
фициент поглощения а возрастает от 0, асимптотически приближаясь к зна-
чению 1—р(°°). Таким образом, оптические характеристики плоского слоя
определяются толщиной слоя и показателями рассеяния и поглощения. На
рис. 8.2 схематически изображен ход т, р и а от х0.
Значения р(оо) н L зависят от отношения k/s. С ростом k/s L^-k,
а р(оо)->-1. В предельном случае, при k~S>s, подставляя L—k и р(оо) = 1
в (8.1) и (8.2), получаем обычную формулу Бугера:
Е) (х) =Ец ехр (—kx)
и
£2(х)=0.
Оптические характеристики плоского слоя люминофора. Задача о свече-
нии слоя люминофора решается аналогично задаче нахождения и Е2. Для
решения составляется баланс энергии излучения бесконечно тонкого слоя
толщины dx, ограниченного плоскостями х и (x-1-dx) (изображенными на
рис. 8.1) [8.3, 0.9].
Строгое решение получающихся уравнений с учетом объемного характера
распространения возбуждающего излучения н возникновения люминесценции
в слое приводит к очень громоздким выражениям, которые неудобны для
практического использования [8.3]. Поэтому для инженерных расчетов при-
ходится идти на более нли менее оправданные упрощения. Для многих слу-
чаев расчета с достаточной для практики точностью можно принять, что лю-
Рис. 8.3. Зависимость плотности
излучения люминесценции плоско-
го слоя люминофора от толщины
слоя Хо в прямом Е1л(хо) и обрат-
ном Егл(0) направлениях
Рнс. 8.2. Зависимость коэффициен-
тов т, р и « плоского рассеиваю-
щего и поглощающего слоев от
толщины слоя х0 (схематически)
при облучении диффузным светом
минесценция возникает в тонком поверхностном слое люминофора со стороны
возбуждающего излучения и распространяется одинаково в прямом и обрат-
ном направле'ниях [0.9]. Такое предположение существенно упрощает расчет,
так как дает возможность использовать для расчетов формулы (8.1) и (8.2).
При этих допущениях плотность люминесценции плоского слоя в прямом на-
правлении
£'1л(Хо)«(1/2)Елт, (8.8)
в обратном направлении
£'2л(0)^(1/2)Ел+(1/2)ЕлРл=(1/2)£л(1+Рл). (8.9)
Общий поток излучения люминесценции слоя единичной площади Ел в пря-
мом н обратном направлениях пропорционален поглощенному в слое потоку
возбуждающего излучения:
Ел=?Ео(0)ав, (8.10)
где у — коэффициент пропорциональности, равный произведению квантового
отношения R на квантовый выход т]к.в (см. § 8.3). Индекс «в» относится
к возбуждающему излучению, «л» — к люминесценции.
Подставляя Ел из (8.10) в (8.8) и (8.9), получаем
Е1л(Хо)~(1/2)у£'о(0)автл; (8.11)
Е2л(0)%(1/2)уЕо(0)ав(1-|-|р.). (8.12)
Анализ этих формул показывает, что с увеличением толщины слоя
Е1л(х0), с одной стороны, возрастает за счет увеличения ав, а с другой сто-
роны, падает за счет уменьшения тл. В результате Ei.,(x0) имеет максимум,
положение которого зависит от хода ав и тл с ростом х0. Е2л(0) с ростом хо
возрастает, стремясь к предельному значению, определяемому произведением
(1/2)ав(1-|~рл). На рис. 8.3 приведена схематически зависимость «прямой»
и «обратной» плотностей люминесценции от толщины слоя по формулам
(8.11) и (8.12). Опыт подтверждает эти зависимости.
Общая плотность люминесценции слоя равна сумме:
Я1л-1-Е2л=«у£о (0) ав (1 —ал/2). (8.13)
Поскольку ае и ал растут с ростом Хо, КПД плоского слоя имеет макси-
мум при определенной толщине слоя. Положение максимума зависит от зна-
чения показателей рассеяния и поглощения возбуждающего излучения и лю-
минесценции.
8.3. КОЭФФИЦИЕНТ ПОЛЕЗНОГО ДЕЙСТВИЯ ПРЕОБРАЗОВАНИЯ
ИЗЛУЧЕНИЯ В СЛОЕ ЛЮМИНОФОРА
Преобразование возбуждающего излучения разряда в люминесценцию
составляет только часть процесса трансформации электрической энергии, под-
водимой к лампе, в эффективную энергию излучения, покидающую лампу,
при этом каждая стадия трансформации сопровождается потерями. Назовем
полным КПД преобразования возбуждающего излучения разряда или лампы
в люминесценцию т)люм отношение потока люминесценции, выходящего из
лампы, Флюм к полному потоку излучения лампы или разряда в области воз-
буждения люминофора Фуф*. При создании источников излучения необходи-
мо стремиться к максимально возможному повышению тр,юм. Для этого рас-
смотрим его зависимость от различных факторов [0.9].
Для линейчатого спектра возбуждения
ФуФ = £фуф(М. (8-14)
I
где Фуф (Л<) — поток возбуждающего излучения i-й спектральной линии.
Если спектр возбуждения непрерывный, то
Фуф = У Ууф(^)^» (8.15)
X
где фУф (Л)—спектральная плотность потока возбуждающего излучения.
В реальных источниках света может оказаться, что не все возбуждающее
излучение попадает на слой и не целиком поглощается им, превращаясь в лю-
минесценцию. Для учета этих потерь введем коэффициент использования воз-
буждающего излучения с длиной волны X в слое АУф(Х), равный отношению
потока возбуждающего излучения с длиной волны X, поглощенного в слое,
к полному потоку излучения лампы или разряда с той же длиной волны.
Тогда возникающий в слое поток люминесценции при линейчатом спектре
возбуждения
Фло = 2 V( Ъ) Аф(МФуф(^-): (8.16)
I
здесь —энергетический КПД преобразования возбуждающего излуче-
ния с длиной волны Хц
Т(М=Пк.в(МЯ(М. (8.17)
* Обычно возбуждающее излучение лежит в ультрафиолетовой области
спектра, поэтому поставлен индекс «уф».
где т]к.в(М—квантовый выход излучения люминофора при возбуждении излу-
чением с длиной волны X,-; 7?(Х;)—квантовое отношение, т. е. отношение
средней энергии фотона люминесценции к энергии возбуждающего фотона
с длиной волны X,:
/?(Х.-)=Х;/Х;, (8.18)
Хл—эффективная длина волны люминесценции, соответствующая центру тя-
жести кривой (X):
^=[Jx?n(X)dx)/(J?JI(X)dX] , (8.19)
ЧРл(Х) —спектральная плотность потока люминесценции.
С другой стороны, возникающий в слое поток люминесценции равен:
Фло = рЛо(*Ж (8-20)
где фло(^)—спектральная плотность люминесценции, возникающей в слое без
учета потерь.
Вышедший нз лампы поток люминесценции будет меньше на величину
потерь в слое н в лампе:
Флюм ~ J ¥ло(^)Чсл(Х)4Х— Чел Фло» (8-21)
где г]сл(Х)—КПД слоя и лампы для выхода люминесценции; т]сл— эффек-
тивный КПД слоя.
Полный КПД преобразования для линейчатого спектра возбуждения
“Чел 2'1’(хг)Аф(Х/)Фуф(х1-)
Члюн= -------у-ф -. -------------. (8.22)
ФуФ Xj Фуф(х-г)
i
Из формул видно, что для заданных спектра возбуждения и люминофо-
ра Т]люм будет тем больше, чем больше т]сл и ДУф(X,-). В случае идеально-
го слоя —при т)Сл=1 и Луф(Х/)=1:
Члюм = f X ?(^i)Фуф(^/А /2фуф(Х()- (8.23)
I I I I i
Значения Ауф(Х) и т]сл определяются пространственным распределением
излучения источника, его формой и размерами, геометрией слоя и их взаим-
ным расположением, а также оптическими характеристиками самого слоя,
которые зависят от его толщины и показателей поглощения и рассеяния.
Рассмотрим случай, когда слой люминофора образует вогнутую полость,
на внутреннюю поверхность которой падает часть возбуждающего потока
излучения лампы или разряда, равная б'Уф. Примем также для упрощения,
что слой люминофора возбуждается только одной спектральной линией. Ана-
логичным путем получаются выражения, если люминофор возбуждается не-
сколькими спектральными линиями и непрерывным фоном. В результате мно-
гократных отражений на внутренней поверхности слоя установится поток
возбуждающего излучения
6уф
У* -'Ф 1-руф6(1-хуф)
(8.24)
где руф — коэффициент отражения слоя для возбуждающего излучения; б —
доля отраженного слоем потока, вновь упавшего на слой без учета поглоще-
ния излучения в среде; хУф — коэффициент поглощения возбуждающего излу-
чения в среде; дУф=(1—иУф) —для отраженного слоем потока, достигшая
поверхности с учетом поглощения в среде.
По определению коэффициент использования
л “уф Фуф
“уф буф
1 буф Руф
(8.25)
где аУф — коэффициент поглощения возбуждающего излучения в плоском
слое.
Определить точное значение т]Сл трудно из-за объемного характера воз-
никновения люминесценции в слое. Однако если принять, как это было сде-
лано в § 8.2, что люминесценция возникает в очень тонком поверхностном
слое люминофора со стороны падения возбуждающего излучения и распро-
страняется одинаково в прямом н обратном направлениях, то задача решается
без особого труда. Вышедший вовне поток люминесценции Флюм будет со-
стоять из части потока, прошедшего через слой непосредственно и в резуль-
тате многократных отражений
„ Фло + 9 Фло(14~Рл)б ]"л,
2 2 1—брл J
и из части потока, прошедшего через отверстие в полости (слое) непосред-
ственно и в результате многократных отражений:
R- ФлоО + Рл)( 1-6) + 1 + Рл)б( 1 -б)Рл .. |.
После упрощения найдем
, [(1+б)^л+(1+Рл)(1-6)]
Ч'люм - 2 ^ло
(8. 26)
1—брл
Коэффициент полезного действия слоя цСд найдем,
разделив (8.26) и а ©до-
определим значения Дуф и т]сл для двух предельных случаев: плоского
слоя и слоя, образующего полностью замкнутую полость. В последнем слу-
чае возбуждение, люминофора происходит изнутри, а поток люминесценции
выходит наружу. Это наиболее типичный случай, имеющий место в люминес-
центных лампах и лампах ДРЛ обычного типа.
Плоский слой. 6=0. Из (8.25) и (8.26) найдем
Аф = “уфбуф и =5= (1 — «л /2) -
Замкнутая полость. 6уф и 6 = 1;
. аУф — тл
А’Ф = —i--="4--- И ’’сл = -j---— •
1’ РуфОуф * Рл
В данном случае 6Уф=6(1—иУф) = (1—иУф).
Влияние толщины слоя х0 на КПД преобразования излучения в лампе.
Так же как и для плоского слоя, при наличии многократных отражений су-
ществует оптимальная толщина слоя, при которой КПД преобразования
имеет наибольшее значение. Рассмотрим простейший пример, когда слой обра-
зует полностью замкнутую полость н возбуждается одной спектральной ли-
нией. В этом случае из (8.22)
... тл_____________юуФ
Ч.1ЮМ — Т(А) . — . .. „
( 1 -Рл) ( 1 буф Руф)
Согласно формуле (8.7) аУф равно:
(8.27)
sh( —1пруф(оо)) 4-зЬА.,.фХ0
<хгф =1-----------------------:----.
з11(ТуфХ0— 1пруф(оо);
Анализ выражений для тл, рл и аУф показывает, что с ростом толщины
слоя (х0) значение т]сл=тл/(1—Рл) падает от единицы, стремясь в пределе
при Xo->°° к 0. Значение аУф возрастает от 0, стремясь в пределе к 1—Руф(°°)-
Величина и положение максимума определяются скоростью спада Т|сл и нара-
стания Ауф. Чем больше коэффициент поглощения возбуждающего излучения
по сравнению с поглощением в слое люминесценции, тем при меньших тол-
щинах слоя имеет место максимум фюм-
Зависимость характеристик слоя от размера частиц люминофора. Харак-
теристики слоя при прочих равных условиях зависят от распределения частиц
по размерам, т. е. от гранулометрического состава люминофора, структуры
слоя, плотности упаковки, равномерности слоя по толщине н других причин.
При слишком больших размерах частиц покрытие становится неравномерным
и непрочным. Поэтому для получения равномерного и прочного слоя люми-
нофор приходится размалывать в шаровых мельницах. Однако, как показы-
вает опыт, размол вызывает снижение яркости у ряда люминофоров. Оно
может быть вызвано следующими причинами: изменением оптических свойств
слоя в зависимости от размера частиц, разрушением центров свечения при
механическом размоле частиц, появлением в составе люминофора инородных
неизлучающих частиц от истирания материала шаров и мельницы, в которой
производится размол. Рассмотрим здесь влияние размера частиц.
Размеры частиц влияют на величину показателя рассеяния s. Из теории
следует, что s прямо пропорционально общей площади поперечного сечения
частиц в единице объема.
Представим себе, что частицы имеют форму шаров диаметром d. Тогда
площадь поперечного сечения всех частиц в единице объема
Qi= (Jtd2/4)Z],
(8.28)
где Zi — число частиц в единице объема.
Таблица 8.1
k, S Фракция
0—3 мкм 3—30 мкм >30 мкм
(k/s)max 0,5 0,85 1,3
S 0,6 0,29 0,21
kinax 0,3 0,25 0,27
При плотной упаковке z4 обратно пропорционально объему частицы:
21~l/V1=6/jrd3, (8.29)
отсюда
(8.30)
Реальный люминофор отличается от рассмотренного идеального случая
тем, что в нем имеется некоторое распределение частиц по размерам и не-
плотная упаковка. Однако это не меняет принципиальных выводов, вытекаю-
щих из формулы (8.30).
Из формулы (8.30) следует, что чем больше в люминофоре мелких ча-
стиц, тем больше s, а это, как видно из (8.3) и (8.6), приводит к увеличению
коэффициента отражения слоя р и р(°°).
Опыты с различными фракциями люминофора по размерам частиц под-
тверждают эту зависимость. В табл. 8.1 даны значения k/s для трех фракций
люминофоров [0.9].
Формулы § 8.2 и 8.3 могут быть использованы для оценочных расчетов
характеристик слоев в большинстве встречающихся на практике случаев (см.
§ 10.3 и 18.4). Надо, однако, иметь в виду, что выведенные в § 8.3 формулы
являются приближенными. Поэтому при значительном отступлении от сделан-
ных допущений следует пользоваться более точными выражениями (см. [8.3]),
8.4. ОБЩИЕ СВЕДЕНИЯ О ЛАМПОВЫХ ЛЮМИНОФОРАХ
И ТРЕБОВАНИЯ К НИМ
В разрядных лампах обычно применяют порошкообразные кристалличе-
ские люминофоры, получаемые путем сплавления и прокаливания исходных
веществ при высокой температуре. Выход люминесценции исключительно силь-
но зависит от чистоты и состава исходных материалов и технологии приго-
товления люминофора. Ничтожные примеси некоторых веществ, например
железа, резко снижают выход излучения.
После прокалки люминофор подвергается дроблению и просеиванию для
получения порошков, состоящих из частиц определенного размера. В настоя-
щее время требуемый гранулометрический состав люминофора получают спе-
циальными методами фракционирования, практически не требующими раз-
мола.
Для изготовления слоя люминофора определенной толщины применяют
суспензию из порошка люминофора, которую наносят на поверхность лампы
при помощи полива, пульверизации, осаждения или другим способом.
Ламповые люминофоры должны удовлетворять следующим требованиям:
1) максимум чувствительности люминофоров должен совпадать с воз-
буждающим излучением;
2) излучение люминофоров должно соответствовать требованиям, предъ-
являемым спектральному составу излучения источника;
3) иметь высокий квантовый выход;
4) обладать определенной длительностью послесвечения;
5) быть высокостабильным в условиях изготовления н работы лампы;
6) должны легко обезгаживаться и не портить вакуум, т. е. не должны
выделять вредных для работы газов или поглощать газы н пары;
7) не должны вступать ни в какие химические реакции с веществами,
с которыми они могут соприкасаться при изготовлении и работе лампы;
8) для разрядных ламп массового применения желательно изготовлять
из дешевого и доступного сырья, технология изготовления должна быть по
возможности простой, материалы не должны быть токсичными;
9) слой должен равномерно наноситься на поверхность стекла или дру-
гого материала и прочно удерживаться на ней.
Исключительно важное значение для эффективности преобразования излу-
чения в слое люминофора имеет технология подготовки суспензии люминофо-
ра, а также технология нанесения и дальнейшей обработки слоя. Для каж-
дого типа люминофора и типа лампы этот вопрос должен решаться с учетом
всех физико-химических, фотохимических, вакуумных и других свойств лю-
минофора, стекла, на которое он наносится, н условий работы в лампе.
В настоящее время разработано большое количество ламповых люмино-
форов, удовлетворяющих предъявляемым к ним требованиям. Наиболее ши-
рокое применение нашли люминофоры для преобразования УФ-излучения
ртутных разрядов НД и ВД. Люминофоры, предназначенные для ртутных
ламп НД, имеют максимум чувствительности в области резонансного излуче-
ния ртути 254 и 185 нм. Полосы поглощения люминофоров для ртутных ламп
ВД находятся в области 280—370 нм, в которой сосредоточена основная
часть УФ-излучеиия ртутных разрядов ВД.
Спектры излучения различных люминофоров охватывают всю область ви-
димого и УФ-излучения вплоть до 270—280 нм [8.4, 8.5].
Конкретные сведения о ламповых люминофорах, применяемых в ЛЛ,
лампах типов ДРЛ н ДРИ, приведены в главах 10, 11, 12, 14 и 16.
Глава девятая
ЭЛЕКТРОДЫ РАЗРЯДНЫХ ЛАМП
9.1. ОСНОВНЫЕ СВЕДЕНИЯ О РАБОТЕ ЭЛЕКТРОДОВ
РАЗРЯДНЫХ ЛАМП
Электроды являются одним из основных конструктивных
элементов подавляющего большинства разрядных ламп. Раз-
рядные лампы имеют два основных электрода: катод и анод.
Главное назначение катода состоит в том, чтобы обеспечивать
необходимое для поддержания разряда поступление электронов
из катода в разрядный промежуток. Анод является приемником
электронов, поступающих из разрядного промежутка в цепь.
Явления на катоде и в прикатодных частях разряда играют
решающую роль для поддержания разряда. Они в значительной
мере определяют форму разряда, его эффективность и срок
службы лампы. Характер явлений на катоде и в прикатодных
частях разряда зависит главным образом от механизма эмиссии
электронов из катода и условий ее поддержания при зажигании
и горении разряда, т. е. от формы и условий разряда.
В источниках света в зависимости от формы разряда исполь-
зуют холодные катоды в тлеющем разряде и горячие катоды
в дуговом разряде.
Применение холодных катодов тлеющего разряда оправдано
только в лампах тлеющего разряда, работающих от высокого
напряжения, в которых падение напряжения около катода со-
ставляет незначительную долю от полного падения напряжения
на лампе, или в лампах, для которых вопросы экономичности не
играют роли.
В подавляющем большинстве источников света дугового раз-
ряда используются горячие катоды, электронная эмиссия кото-
рых состоит главным образом из термоэмиссии, увеличенной за
счет ускоряющего поля у поверхности катода.
Как известно, плотность тока термоэмиссии резко возрастает
с ростом температуры поверхности катода Тк и с уменьшением
работы выхода ефк:
/е=А7’к2ехр[—ефк/йТк].
В целях снижения работы выхода в лампах дугового разря-
да применяют, как правило, только активированные катоды.
В зависимости от условий разряда и свойств катода дуга
в районе катода может принимать две резко различные формы:
с так называемым катодным пятном и без него (см. § 9.3 и 9.4).
Нагрев катода в дуговом разряде до необходимой темпера-
туры может осуществляться либо от постороннего источника
тока — катоды с независимым накалом, либо за
счет энергии, выделяемой на электродах в процессе самого раз-
ряда,— с а м ок а л я щи ес я электроды. В источниках све-
та дугового разряда применяются главным образом самокаля-
щиеся электроды.
Явления на аноде имеют меньшее значение для поддержа-
ния разряда, но они важны с точки зрения эффективности и
долговечности работы электродов и лампы, поскольку тепловой
режим анода определяет скорость испарения материала, а в
лампах переменного тока — также и тепловой режим электрода
в катодный полупериод, от которого зависят его эффективность
и долговечность.
В лампах, работающих на переменном токе, а таких подав-
ляющее большинство, электроды имеют, как правило, одинако-
вую конструкцию, поскольку каждый электрод попеременно
с частотой питания становится то катодом, то анодом. При этом
разработчикам приходится находить компромиссные конструк-
тивные решения, обеспечивающие долговечную и по возможно-
сти оптимальную работу электродов и в качестве катода, и в ка-
честве анода, причем как в рабочем, так и в пусковых режимах,
несмотря на различие требований к каждому из этих режимов.
Исключительно важное значение для разработки эффектив-
ных и долговечных электродов имеют не только удачные кон-
структивные решения, но также и создание новых материалов и
технологий. В этой связи следует отметить перспективные на-
правления, основанные на создании так называемых спеченных
(синтерированных) электродов, изготовляемых металлокерами-
ческим методом, т. е. спеканием смеси порошков тугоплавких
металлов с активирующими присадками, а также на примене-
нии полых электродов в дуговых разрядах как низкого, так и
высокого давлений.
Одной из наиболее важных характеристик электродов явля-
ется их температура, поскольку она в значительной мере опре-
деляет механизм эмиссии и тип разряда, а также интенсивность
процессов, от которых зависит режим работы электрода и его
долговечность. Температура электродов определяется из их
теплового баланса, в который неотъемлемой составной частью
входят процессы в приэлектродных частях разряда. Они же
в значительной мере определяют перенос атомов вещества элек-
тродов в приэлектродных областях и, таким образом, долговеч-
ность работы электродов и ламп.
В следующих параграфах рассмотрены особенности этих
процессов для основных типов разряда. Балансы энергии
для характерных случаев ввиду практической важности выде-
лены в отдельный параграф. Далее рассмотрены конструкции й
особенности работы основных типов электродов. Ограниченность
объема и обилие новых данных не позволили осветить вопросы
с желаемой полнотой. Более подробное изложение можно найти
в приводимом к главе списке литературы.
9.2. ПРИЭЛЕКТРОДНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В ТЛЕЮЩИХ РАЗРЯДАХ
Катодные части тлеющего разряда/ Качественно картина явлений в ка-
тодных частях тлеющего разряда выглядит следующим образом: электроны,
испускаемые катодом, имеют настолько малые скорости, что не могут ни
возбуждать, ни ионизовать атомы. Они должны пролететь определенное рас-
стояние в электрическом поле, чтобы приобрести энергию, достаточную для
возбуждения, а затем для ионизации. Поэтому непосредственно перед катодом
существует область, в которой нет свечения (астоново темное пространство).
Оно появляется по мере того, как электроны приобретают в электрическом
поле энергию, достаточную для возбуждения атомов (катодное свечение), при
этом спектральные линии появляются в катодном свечении, считая от поверх-
ности катода, по мере увеличения их потенциала возбуждения
Возбуждение вызывает только небольшая часть электронов, а основная
масса по мере удаления от катода продолжает ускоряться в электрическом
поле так, что их энергия становится больше максимумов функций возбуж-
дения и интенсивность свечения постепенно падает, но при этом начинается
усиленная ионизация атомов Вследствие появления положительных ионов,
компенсирующих отрицательный заряд, напряженность поля на некотором
расстоянии от катода падает. Появившиеся в области темного пространства
вторичные электроны, а также первичные электроны, потерявшие энергию
при ионизации и возбуждении, вследствие малой величины поля могут нако-
пить только небольшую энергию. Там, где эта энергия будет близка к макси-
мумам функций возбуждения, вновь появится свечение. Это область отрица-
тельного или тлеющего свечения. Теряя постоянно энергию в тлеющем свече-
нии, электроны уже ие могут производить возбуждения атомов, вследствие
чего яркость тлеющего свечения по мере удаления от катода постепенно
убывает, и наступает фарадеево темное пространство. При наличии сте-
нок фарадеево темное пространство на некотором расстоянии переходит
в столб.
Часть ионов, образующихся в тлеющем свечении, под действием электри-
ческого поля движется к катоду и там, перед катодом, образуется двойной
слой пространственного заряда. Ускоряясь в этом слое, ионы падают на катод
и передают ему часть своей энергии. За счет ионной бомбардировки происхо-
дит выход электронов из катода. Эффективность этого процесса невелика и
определяется коэффициентом вторичной эмиссии у, — средним числом элек-
тронов, высвобождаемых в расчете на один ион. Значение yi тем больше, чем
выше потенциал ионизации газа и чем меньше работа выхода; при энергиях
ионов в несколько сот электрон-вольт у{ лежит в пределах 0,05—0,1.
Наряду с ионами на катод попадают метастабильные атомы и фотоны,
которые, отдавая катоду свою энергию, тоже высвобождают вторичные элек-
троны. Поэтому под коэффициентом вторичной эмиссии обычно понимают
сумму у=у;-1-ум-1-уф, которую относят к числу падающих на катод ионов
Таким образом устанавливается замкнутый цикл перечисленных выше
процессов, который поддерживает самостоятельный тлеющий разряд. В усло-
виях равновесия для поддержания стационарного разряда каждый электрон,
испущенный катодом, в среднем производит такое количество ионизаций и
возбуждений, которое необходимо для освобождения еще одного электрона
из катода. Теорию катодных частей тлеющего разряда см. в £0.2], т. 2. Там
же приведена библиография.
В условиях нормального тлеющего разряда при изменении силы тока
катодное падение потенциала UK, плотность тока на катоде /к и длина ка-
тодных частей разряда /к (от поверхности катода до границы тлеющего
свечения) остаются постоянными до тех пор, пока свечение не покроет всей
Рис. 9.1. Зависимость катодного падения потенциала 1/к от для ано-
мального тлеющего разряда в разных газах с плоским железным катодом.
Кружками показаны значения (Л,.и
Рис. 9.2. Зависимость plK от UK pjm тлеющего разряда в различных газах
с плоским железным катодом. Кружками показаны значения Ук.я
поверхности катода. При дальнейшем увеличении силы тока разряд переходит
в стадию аномального тлеющего разряда.
В режиме аномального тлеющего разряда повышение силы тока приводит
к увеличению плотности тока на катоде, поскольку уже вся поверхность ка-
тода занята разрядом. Вместе с ростом тока растет катодное падение потен-
циала и уменьшается длина катодного темного пространства. Получающиеся
из теории кривые качественно правильно отражают фактический ход зависи-
мостей. На рис. 9.1 приведены экспериментальные значения UK в зависимости
от /к/р2, а на рис. 9.2 plK в зависимости от UK для тлеющего разряда в раз-
личных газах с плоским железным катодом.
Увеличение приведенной плотности тока JK/p2 против нормальной приво-
дит к сравнительно слабому возрастанию UK, особенно вначале (см. рис. 9.1).
С ростом UK при переходе от нормального к аномальному разряду про-
исходит сначала быстрое, а затем постепенно замедляющееся уменьшение
ширины темного пространства. Значение ZK падает до 1/3—1/5 «нормаль-
ной» величины и при дальнейшем росте UK остается практически неизменным.
Значения Uk.h, Jk.h и 1к.н- Величина нормального катодного падения по-
тенциала UK.„ зависит от материала катода, рода наполняющего газа и прак-
тически не зависит от его давления. UK.K тем меньше, чем легче освобожда-
ются электроны из катода под действием ударов положительных ионов, ме-
тастабильных атомов и фотоэмиссии. Поэтому UK.K имеет наиболее низкое
значение для сложных катодов с малой работой выхода электронов при
разряде в инертных газах с высокими потенциалами возбуждения, например
для сложного цезиевого катода в неоне t/K.H~40 В. Наоборот, у катодов
из чистых материалов, имеющих большую работу выхода, при разряде в га-
зах с малой энергией возбуждения UK.K имеет наиболее высокое значение,
достигающее нескольких сот вольт. Значение 17к.н весьма сильно зависит от
чистоты газа и поверхности катода. Часто результаты одних и тех же измере-
ний дают большие расхождения, связанные с выделением газов из катода
или стенок прибора или взаимодействием между материалом катода и газом.
Поэтому приводимые значения следует рассматривать как ориентировочные.
Нормальная плотность тока зависит в основном от рода и давления газа
и слабее — от материала катода. Зависимость от давления может быть пред-
ставлена так:
/к.Н = Лзн(Р/Ро) (9-1)
где /Он — приведенная нормальная плотность тока на катоде при давлении
газа р0 = 133 Па (1 мм рт. ст.) и температуре 20 °C; р—фактическое давле-
ние газа; b — показатель степени, значение которого зависит от формы элек-
тродов. Для плоских электродов Ь=2.
Ниже даны значения 10к для плоских катодов из Fe и Ni в разных газах.
Значения не отличаются большой точностью по причинам, указанным выше;
/он составляет 10~6 А/см2 для различных газов при р0= 133,3 Па.
Материал катода Не Ne Аг Кг Хе Н2 Воздух Hg
Железо, никель 2 6 160 43 16 72 400 8
Существенное влияние на /он оказывает нагревание газа у катода и связан-
ное с этим уменьшение его плотности. У полых катодов JQK значительно
выше, чем у плоских.
Ширина нормального катодного темного пространства при увеличении
Давления уменьшается приблизительно обратно пропорционально давлению.
Чем легче происходит ионизация газа и чем меньше работа выхода электро-
нов из катода, тем меньше 1К (см. рис. 9.2).
Катодное распыление и «жестчение» [9.1]. Катодное распыление вредно
сказывается на работе электродов и Лампы, и поэтому необходимо принимать
меры по его уменьшению. Частицы распыляющегося с поверхности катода
вещества, осаждаясь на поверхности колбы, уменьшают ее прозрачность;
кроме того, катодное распыление способствует поглощению газа, что приво-
дит к постепенному снижению его давления — «жестчеии ю». Этот процесс
особенно заметен при малых давлениях поглощаемого газа и вызывает изме-
нение U3 и С/к. В результате может прекратиться работа лампы из-за повы-
шения U3 выше t/пнт или из-за недостатка газа для существования разряда
Особенно опасно катодное распыление для сложных катодов с пленкой актив-
ного вещества на поверхности. При разрушении этой пленки повышается UK,
а это в свою очередь ведет к росту катодного распыления.
Катодное распыление происходит за счет передачи катоду энергии поло-
жительных ионов главным образом в виде импульса и лишь частично связано
е локальным перегревом поверхности катода. Количество вещества, распы-
ляющегося с единицы поверхности катода в единицу времени gi, для прак-
тических целей может быть определено из эмпирической формулы
gi=cJ«(t/K—t7K0), (9.2)
где t/Ko — минимальное катодное падение, ниже которого не наблюдается
распыление. *
Значение Пко зависит от рода наполняющего газа и свойств поверхности
катода. По экспериментальным данным для работы оксидных катодов в неоне
£'ко=к27 В, в аргоне 25 В, в парах ртути 20—14 В.
Для снижения катодного распыления необходимо устранять все острые
края и заусенны на катоде, так как около них образуются высокие напря-
женности электрического поля. Катодное распыление может быть существен-
но снижено путем применения полых катодов и активирования их внутрен-
ней поверхности. В этом случае уменьшается UK и распыляющиеся частицы
в значительной мере вновь попадают на катод [9.2].
Анодные явления в разрядах низкого давления. Весь ток на
анод переносится электронами, поскольку анод практически не
эмиттирует ионов. Качественно анод ведет себя подобно зонду,
погруженному в плазму. Хаотический ток электронов на зонд,
находящийся при потенциале плазмы (t/a = 0), как известно из
теории, равен [0.2]:
= (eneve/4) Sa = eneSa ]/ kTe/2wne, (9.3)
где 5а — действующая площадь анода.
Если ток разряда I больше хаотического тока электронов /еХ,
то анод заряжается положительно относительно плазмы
(^а>0), и это приводит к дополнительному притоку электро-
нов. Наоборот, если ток разряда меньше /ех, то у анода обра-
зуется отрицательный заряд, который тормозит поступление
электронов из плазмы. Таким образом, знак и величина анодно-
го падения поддерживают концентрацию заряженных частиц
перед анодом на уровне, который обеспечивает поступление на
анод тока электронов, равного разрядному.
Рассмотренная выше упрощенная теория не объясняет целый
ряд наблюдаемых на аноде явлений, поскольку не учитывает
весьма значительного обратного воздействия анода на плазму.
Поэтому более правильно подходить к объяснению механизма
анодных явлений, исходя из условий генерации и исчезновения
ионов около действующей поверхности анода (обзор и библио-
графию см. в [0.2]. Установившийся ток. 1971. § 58).
9.3. ПРОЦЕССЫ НА ЭЛЕКТРОДАХ И В ПРИЭЛЕКТРОДНЫХ ОБЛАСТЯХ
ДУГОВЫХ РАЗРЯДОВ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ
Общая картина физических процессов на горячем катоде и
в прикатодной области дуговых разрядов. Составленная на ос-
нове большого числа экспериментальных исследований и теоре-
тических оценок, она выглядит следующим образом. При уве-
личении силы тока увеличивается нагрев катода, и при некото-
рой температуре катода (силе тока) разряд у катода стягивает-
ся в яркую светящуюся область, которая придвигается почти
вплотную к поверхности катода. При этом происходит резкое
снижение катодного падения потенциала до величины порядка
потенциала ионизации газовой среды у поверхности катода
(т. е. до 5—15 В). Тлеющий разряд переходит в дуговой. Акти-
вированный катод нагревается в катодном пятне (КП) до тем-
пературы, при которой значительная часть тока разряда обес-
печивается током термоэмиссии. Катодным пятном будем
называть нагретый участок поверхности катода, эмиттирующий
основную часть электронов.
Главная часть катодного падения потенциала происходит
в весьма тонком слое двойного пространственного
заряда, непосредственно примыкающего к поверхности
КП, — в так называемом ленгмюровском слое. При наличии КП
толщина этого слоя значительно меньше длины свободного про-
бега электронов, поэтому они проходят его практически без
столкновений и попадают в следующую область с энергией, рав-
ной пройденной разности потенциалов. Здесь они принимают
непосредственное участие в возбуждении и ионизации газа, те-
ряя при этом часть своей энергии. Эта область носит название
области неравновесной ионизации, поскольку в
ней с расстоянием от катода меняется функция распределения
электронов по энергиям (ФРЭ), концентрация электронов и ско-
рость ионизации.
Возникающие в этой области пары зарядов постепенно ком-
пенсируют объемный заряд, и напряженность электрического
поля резко падает. Поэтому движение зарядов из этой области
происходит под действием слабого электрического поля и бипо-
лярной диффузии. Часть ионов, направляющаяся в сторону ка-
тода, попадая в ленгмюровский слой и пройдя его, приобретает
кинетическую энергию, примерно равную пройденной разности
потенциалов. Падая на катод, они отдают ему значительную
часть кинетической энергии и энергии ионизации и таким обра-
зом поддерживают его в нагретом состоянии, обеспечивающем
необходимую термоэмиссию. Наличие больших напряженностей
электрического поля у поверхности КП снижает работу выхода
и увеличивает ток термоэмиссии.
Сведения об экспериментальных методах и результатах ис-
следования процессов на электродах и в приэлектродных частях
разрядов НД см. в [0.10, 9.3, 9.4]. Там же см. библиографию.
Таков по современным воззрениям замкнутый цикл процес-
сов, определяющих характеристики КП и прикатодных областей
дуговых разрядов. В принципе такой же цикл взаимосвязанных
процессов сохраняется для всех стационарных дуговых разря-
дов с КП как при низком, так и при высоком давлениях (см.
следующий параграф).
Рассмотрим взаимосвязи процессов в КП и прикатодной об-
ласти на примере дуговых разрядов НД в смеси паров ртути
с инертными газами и оксидными катодами, применяемых в ЛЛ
(конструкцию электродов ЛЛ см. § 9.7).
Основные соотношения, описывающие режим работы КП и
прикатодных частей дуговых разрядов НД. Режим работы КП
и прикатодных частей дугового разряда определяют следующие
шесть величин: 1) 1е — электронная составляющая тока; 2) It—
ионная составляющая тока; 3) Тк.п-—температура КП; 4) 5к.п—
площадь КП; 5) Ек — ускоряющее электрическое поле у катода,
определяющее снижение работы выхода; 6) UK — катодное па-
дение потенциала.
Все эти величины можно рассчитать теоретически, а многие
из них измерить непосредственно экспериментально и таким
образом проверить механизм процессов и усовершенствовать
математическую модель. Для теоретического расчета этих ве?
личин составим следующую систему из шести независимых
уравнений, связывающих эти величины между собой, с условия-
ми разряда и свойствами электрода в стационарном режиме
[9.4—9.6J.
1. Уравнение непрерывности тока на границе катод —
плазма:
I=Ie+h. (9.4)
2. У равнение термоэмиссии для электронной составляющей
тока на катоде:
/е = Л7к.п SK п exp (— e^JkT к.п), (9.5)
где фК — работа выхода с учетом эмиссионной «пятнистости»
(неоднородности эмиссии по поверхности) и эффекта Шоттки.
Учет «пятнистости» приводит к соотношению [0.2]
вф == бфщ -|- CLtfk Т н.п.
Для оксидного катода с полупроводниковыми свойствами
Дф— уменьшение работы выхода под действием электрическо-
го поля на поверхности катода Ек — складывается из уменьше-
ния внешней Дх и внутренней работы выхода Д£: Дф=Дх+Д^-
Раскрывая зависимости Дх и Ag от Ек, получаем [9.4]
Дф=сЕк1/2+й(7кп)Ек.
Оценки показывают, что при 7к.п=1300 К и ионах аргона
с»3,2-10~5, a fe—1,7-10-8, где Ек, В/м. Таким образом, оконча-
тельно
£<Рк==бфд-|-Ц(рА!7,к.п—е (сЕк1/2-{-ЬЕк).
3. Уравнение движения зарядов у катода с учетом объемного
заряда определяет Ек в зависимости от плотности ионного тока
на катоде и UK («закон 3/2» [0.2]). Поскольку скорости
электронов в несколько сот раз больше скорости ионов, с очень
небольшой ошибкой можно пренебречь пространственным заря-
дом электронов, и тогда
(9.6)
где т] — коэффициент, больший единицы и учитывающий увели-
чение поля за счет неровностей на поверхности КП; е0— ди-
электрическая постоянная вакуума: б0=8,854 -10-12 Ф/м.
4. Уравнение баланса энергии электродов определяет их
температурный режим. Оно зависит от конкретной конструкции
электродов, их свойств, условий разряда и условий работы (по-
стоянный, переменный ток и т. д.). Эти уравнения для различ-
ных случаев рассмотрены в § 9.5.
Для получения полной системы уравнений необходимо доба-
вить еще два соотношения между искомыми величинами. Одно
из них должно устанавливать связь между UK и Е. В качестве
второго соотношения используем принцип минимума затраты
энергии на поддержание режима в КП и прикатодных частях
разряда, участвующих в образовании необходимых для его су-
ществования ионов.
5. Уравнение, связывающее ионную составляющую тока
с катодным падением потенциала и условиями разряда в при-
катодной области. Составление и решение этого уравнения
представляют наибольшие трудности из-за непрерывно меняю-
щихся с расстоянием от катода ФРЭ, концентрации электронов
и соответственно скорости ионизации. Однако в общем виде
можно записать, что количество образующихся в прикатодной
области в единицу времени ионов (пар зарядов) пропорцио-
нально электронной составляющей тока и является функцией
Vк, давления и состава наполняющих лампу газов и паров:
Zj ~ Cj/efz ( ?At, pj - . . )-
Вместе с тем, при данных условиях разряда ионный ток на
катод пропорционален количеству образующихся в прикатодной
области в единицу времени ионов:
Отсюда получим
li^CiCzIefzfUx, Pj • • . ) • (9-7)
Подробная разработка этих вопросов была выполнена
С. П. Решеновым в ряде работ (см. [9.6]). Здесь из-за ограни-
ченности объема кратко отметим лишь наиболее важные мо-
менты.
Как показывают зондовые измерения [0.2, 0.10], в прикатод-
ных областях дугового разряда НД в смесях паров ртути
с инертными газами имеются две группы электронов: группа
первичных электронов с энергиями, близкими к elJK, и группа
медленных максвеллизированных электронов с энергией Ъе~
~ 1 эВ.
Относительная концентрация быстрых электронов приблизи-
тельно на порядок меньше концентрации медленных электронов
и убывает с расстоянием от катода примерно по экспоненте.
Они играют основную роль в процессах ионизации у катода.
Поэтому исходным пунктом для расчетов прикатодной области
является определение ФРЭ в зависимости от расстояния от ка-
тодного пятна. Рассеяние энергии быстрых электронов происхо-
дит преимущественно за счет кулоновских взаимодействий и
лишь частично неупругих соударений с атомами.
Оценки показывают, что при давлениях инертного газа по-
рядка нескольких сот паскалей длина свободного пробега быст-
рых электронов для упругих соударений с атомами газа при-
мерно на порядок меньше кулоновской длины свободного про-
бега и длины свободного пробега для неупругих соударений.
Поэтому, прежде чем значительно изменится энергия быстрых
электронов, они многократно поменяют направление своего дви-
жения так, что функция их распределения в пространстве ско-
ростей станет близкой к симметричной, и ее можно представить
в виде
fe (Ее, g) ~feM(Ee) [1+ф(ее, g) ] ,
где ф — возмущение в симметричной части функции распределе-
ния, вызванное ускорением электронов в слое пространственно-
го заряда; few— функция Максвелла; — — расстояние, от-
считываемое в направлении, перпендикулярном поверхности
катода; L — характерный линейный размер, на котором проис-
ходит релаксация ФРЭ.
Значение ф в общем случае находится путем решения кине-
тического уравнения [9.6].
Скорости возбуждения и ионизации в прикатодной области
рассчитываются по формулам гл. 2, но с соответствующей функ-
цией распределения и учетом ее изменения с расстоянием.
Расчеты привели к следующим важным выводам.
а) В процессах возбуждения и ионизации атомов из нор-
мального состояния решающую роль играют быстрые электро-
ны. Их роль заметна также при ионизации из нижних возбуж-
денных состояний.
б) В прикатодной области благодаря наличию быстрых
электронов происходит преимущественное возбуждение и иони-
зация атомов аргона, криптона или ксенона, при этом скорость
ступенчатой ионизации, по крайней мере, на порядок превосхо-
дит скорость ионизации из нормального состояния. Ни прямая,
ни ступенчатая ионизация атомов ртути не играют заметной
роли. Поэтому ионный ток на катод состоит в основном из ионов
инертного газа, а не ртути. Положение несколько сложнее для
неона, имеющего значительно более высокие потенциалы воз-
буждения и ионизации, чем ртуть. Эксперименты показывают,
что в этом случае заметную роль играет ионизация ртути (па-
дение UK при повышении Црнв) [0.10]). Но, как полагает С. Ре-
шенов, и в этом случае ионы ртути не могут попасть на катод,
так как возникают на больших расстояниях от него.
в) Поскольку область пространственного заряда и следую-
щая за ней область сильного поля имеют продольные размеры,
в несколько раз меньшие длины свободного пробега электронов,
можно считать, что основная ионизация происходит в следую-
щей области — области слабого поля. Условно ее можно разде-
лить на область неравновесной ионизации и диф-
фузионную область. В области неравновесной ионизации
сосредоточена основная доля процессов генерации ионов, часть
из которых попадает на катод; другая часть ионов уходит в об-
ласть диффузии и из нее уносится к стенкам колбы.
Для расчета характеристик этих областей [£/(%), пе(х), Jc(x),
и др.] используется следующая система уравнений [9.4,
(9.8)
Je=eneMfeeE+eZ)e grad пем+Jee; (9.9)
Ji=enibiE—eDi grain,; (9.10)
пе=лем+пеб=п«; (9.11)
divJ;=—div Ae=ezi; (9.12)
где пеы, пеб — концентрации электронов, соответствующие макс-
веллизированной (медленной) части функции распределения и
возмущенной (быстрой), вызванной ускорением в ленгмюров-
ском слое; zt— скорость объемной ионизации; Jee — составляю-
щая плотности электронного тока, соответствующая переносу
быстрых электронов.
г) Важное значение для конкретных расчетов имеет учет
геометрической конфигурации КП (плоскость, цилиндр и т. д.).
Характеристики слоя пространственного заряда, поскольку
в большинстве случаев он имеет толщину на несколько порядков
меньше размеров катода, можно рассчитывать в одномерном
приближении.
д) Расчеты показывают, что дополнительный прирост потен-
циала в области сильного поля обычно не превышает 1 В. В об-
ласти слабого поля потенциал достигает максимума и начинает
уменьшаться так, что поле меняет знак; поэтому ионы из этой
области практически не могут попадать на катод. Слабое поле
в области основной генерации ионов и достаточная протяжен-
ность этой области позволяют рассматривать процессы перено-
са зарядов в ней в диффузионном приближении.
6. Принцип минимума Штеенбека для суммарного падения
напряжения Us в области КП и части прикатодной области,
обеспечивающей поддержание КП можно записать:
(дUs/dqj) =0 и (d2Us/dq2j) >0, (9.13)
где C/s=C/w4-t/0Kc+nK+C/n. Здесь Uw и UCKC — падения напря-
жения в вольфрамовой проволоке и слое оксида в области КП;
Ua — падение напряжения в области неравновесной ионизации;
q, — одна из независимых переменных j-я в данной системе
уравнений, например SK.C или J.
Рис. 9.3. Зависимость падения потен-
циала в конструктивных элементах
катода и в прнкатодных частях раз-
ряда в аргоне от плотности тока раз-
ряда в КП:
1 — в вольфрамовой проволоке; 2 — в при-
катодной области ионизации; 3 — в слое
катода; 4 — в ленгмюровском слое; 5 —
суммарное падение напряжения [9.4]
Рис. 9.4. Зависимость па-
раметров КП от давле-
ния инертного газа (ар-
гона) и тока разряда:
а — плотность тока в КП;
б — температура КП
(-------—расчет;-----------
эксперимент); в — падение
потенциала в ленгмюров-
ском слое; значения тока
разряда, А: 1 — 0,2; 2 — 0,4;
3 — 0,8; 4— 1,2
Результаты расчетов. На рис. 9.3, 9.4 приведены некоторые
результаты решения рассмотренной системы уравнений на ЭВМ
для зоны КП электродов, представляющих собой моноспирали
из вольфрамовой проволоки, полностью замурованные в оксид и
работающие на переменном токе в дуговом разряде в смеси па-
ров ртути с аргоном. Решение было получено при следующих
допущениях: ток разряда меняется по синусоидальному закону;
все величины постоянны в пределах КП; распределение темпе-
ратуры по электроду и Те не изменяются в течение всего перио-
да; UK и ft неизменны в течение катодного полупериода; Ua и
распределение тока по аноду неизменны в течение анодного по-
лупериода.
На рис. 9.3 отчетливо видно, что обнаруживается минимум
Us (см. также [9.5)] от плотности тока в КП, в области которо-
го и реализуется фактический режим КП.
С ростом давления инертного газа (в данном случае Ar) UK
падает, причем скорость падения замедляется по мере увеличе-
ния давления; рост тока вызывает слабое уменьшение UK. На-
оборот, J и ТКл монотонно растут с ростом давления (см.
Рис. 9.4). Результаты расчета удовлетворительно согласуются
с экспериментальными данными, полученными в условиях, сов-
падающих с расчетными.
Явления на аноде и в прианодных частях дуг НД. В принци-
пе эти явления одинаковы как для тлеющих, так и для ду-
говых разрядов и были кратко рассмотрены в конце § 9.2.
9.4. ПРОЦЕССЫ НА ЭЛЕКТРОДАХ И В ПРИЭЛЕКТРОДНЫХ ОБЛАСТЯХ
ДУГ ВЫСОКОГО И СВЕРХВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЙ
Ввиду весьма малых размеров прикатодных и прианодных
частей разряда в дугах ВД и СВД экспериментальные исследо-
вания этих областей встречают серьезные трудности. Получен-
ные данные часто мало точны, а многие локальные характери-
стики вообще экспериментально не изучены, что, конечно, за-
трудняет окончательный выбор модели процессов.
Экспериментальные данные о катодных явлениях. Подавля-
ющее большинство дуг ВД и СВД, используемых в разрядных
лампах, работает на вольфрамовых активированных электродах
в режиме с КП. Экспериментально удается оценить катодное
падение потенциала, размеры КП, а также его температуру.
Катодное падение потенциала измерялось при помощи зон-
дов или путем сближения электродов. В последнем случае опре-
делялась сумма катодного и анодного падений напряжений. Эти
методы заметно искажают разряд. В дугах ВД и СВД с воль-
фрамовыми катодами обнаружено, что L/K имеет значение 15—
10 В и падает с ростом силы тока. Так, по данным [4.2] в ксе-
ноновой дуге при давлении 3 МПа UK уменьшается с 13 В при
3 А до 9 В при 10 А, в аргоновой дуге при давлении около
1 • 105 Па падает с 19 В при *7,5 А до 6 В при 100 А.
Плотности тока в КП обычно оценивают косвенным путем,
например по диаметру видимой области прикатодного свечения
или по величине расплавленного следа на поверхности катода.
Точность полученных этим путем данных невелика. По данным
Бауэоа (см. [4.2]) в ксеноновой дуге с вольфрамовым катодом
/= (34-7) • 104 А/см2.
Температура поверхности КП определяет эмиссию катода,
скорость его распыления и другие процессы, определяющие ра-
боту катода. Поэтому ее измерение представляет большой прак-
тический и теоретический интерес. Однако единственный при-
годный в данном случае метод измерения температуры электро-
дов по его тепловому излучению не может быть непосредствен-
но применен, так как отраженное от электрода излучение раз-
ряда, как показывают измерения, по всему спектру обычно пре-
восходит собственное излучение электродов.
Для устранения этого мешающего излучения разряда авто-
ром были предложены и разработаны в 1940—1941 гг. микропи-
рометрические методы измерения температуры электродов раз-
рядных ламп в моменты резкого выключения разряда [4.3].
Применимость этих методов основана на том, что скорость ис-
чезновения свечения разряда после его резкого выключения
обычно значительно превосходит скорость остывания электро-
дов. Фактическая температура электродов в разряде определя-
ется при этом путем экстраполяции измеренного спада темпера-
туры к моменту выключения разряда.
* Разработанная схема обеспечивает весьма резкий спад тока
в лампе до нуля, благодаря чему появляется возможность при
измерениях температуры достаточно близко подходить к момен-
ту выключения разряда и значительно упрощается задача экст-
раполяции. Подчеркнем, что это крайне важно, поскольку ско-
рость остывания катода в КП весьма велика.
Время горения разряда между двумя выключениями выби-
ралось достаточно большим, с тем чтобы к началу следующего
выключения в лампе успевало установиться стационарное со-
стояние. Время выключения выбиралось значительно меньшим,
чем время горения между выключениями, с тем чтобы разряд
легко зажигался вновь, но достаточно большим, чтобы в тече-
ние паузы тока можно было детально проследить процесс осты-
вания электродов и исчезновения излучения разряда. Так, на-
пример, в ряде опытов время между выключениями составляло
4' 10“2 с, пауза тока 2,2-10—3 с, а время наблюдения через стро-
боскопический диск в моменты выключения разряда — около
1,1 • 10—4 с. Длительность пауз тока и времени наблюдения могла
меняться.
При помощи описанного метода была впервые определена
температура различных частей электродов в ртутных лампах
СВД на постоянном токе и исследованы некоторые инерционные
свойства излучения разрядов.
Результаты экспериментов на ртутных лампах СВД посто-
янного тока с вольфрамовыми катодами, имеющими конусную
часть, показали, что температура торца катода в значительной
мере зависит от его формы. Как и следовало ожидать (см.
§ 9.5), чем острее торец, на котором расположено КП, тем при
прочих равных условиях выше его температура. Экстраполяции
к моменту выключения разряда дают как верхний предел для
рабочих температур торца катода температуру 3100—3200 К при
Д=4,1 А и диаметре торца конуса 0,1 мм. Fla катодах с более
тупыми торцами температура вольфрама в КП не превосходила
2500 К- Эти и другие эксперименты свидетельствуют о том, что
механизм формирования прикатодных частей разряда может
стабильно поддерживать разряд при разных Тк.п (конечно, в из-
вестных пределах).
Упомянутые методы, основанные на различной инерционно-
сти процессов в разрядных лампах, в различных модификациях
с успехом применяются не только для измерения температуры
отдельных небольших участков во многих типах разрядных
ламп, но также для изучения инерционных свойств разрядов и
для исследования разрядов в экстремальных условиях (см., на-
пример, гл. 5, 14 и 18).
Модели катодных процессов в дуговых лампах высокого и
сверхвысокого давления. В литературе имеется ряд попыток по-
строения теории катодных процессов в дугах ВД и СВД с неис-
паряющимися катодами, основанных на разных предположени-
ях о механизмах переноса тока в прикатодной области. Отме-
тим в этой связи работы Вайцеля, Ромпе и Шёна (1940 г.),
а также Эккера (1952—1954 гг.) (изложение см. [0.9, 4.2]). Они
исходили из идеи, высказанной И. Слепяном еще в 1926 г.,
о том, что перенос тока на катод осуществляется в основном по-
ложительными ионами, возникающими в высокотемпературном
слое плазмы, лежащем на расстоянии одной или нескольких
длин свободного пробега от поверхности катода. Этот же слой
поставляет электроны в сторону столба, при этом эмиссия элек-
тронов из катода не является необходимой для поддержания
разряда. Построенная ими на основании этой точки зрения тео-
рия приэлектродных частей термической дуги ВД и СВД с воль-
фрамовыми электродами позволила объяснить механизм стяги-
вания разряда в КП. В дальнейшем Вайцель и Турэ усовер-
шенствовали и дополнили ее, учтя термоэмиссию.
Поддержание высокой температуры в слое плазмы перед
электродами, необходимое для обеспечения высокой электропро-
водности, согласно мнению авторов теории, возможно только
в случае уменьшения потерь энергии, главным образом на ка-
тод. Это реализуется за счет сильного сжатия плазмы.
В термической дуге господствуют температуры от 4-103 до
1-104 К, в то время как температура вольфрамового катода не
превышает 3,5-103 К. Следовательно, между столбом и поверх-
ностью электрода имеется слой газа, в котором происходит па-
дение температуры. Распределение температуры в слое будет
определяться в основном теплопроводностью и выделяющейся
мощностью. По мере уменьшения температуры в направлении
катода будут падать мощность излучения и концентрация заря-
дов. Поэтому для поддержания постоянной силы тока по на-
правлению к катоду должны возрастать напряженность поля и
величина объемных зарядов, которые ее определяют.
Прикатодная часть разряда может быть разбита на три об-
ласти.
Непосредственно к плазме столба примыкает область, кото-
рая, несмотря на падение температуры и сильное возрастание
напряженности поля, все еще сохраняет свойства плазмы. Для
нее можно пренебречь объемным зарядом. Ток в ней переносит-
ся в основном электронами. Эту область авторы называют об-
ластью теплопроводности.
При дальнейшем снижении температуры картина коренным
образом меняется. Плотность электронов становится малой,
а плотность положительных ионов сильно возрастает, ионный
ток становится значительным. Качественно картина явлений
в этой области носит следующий характер: эта область отдает
в сторону плазмы электроны в виде электронного тока, а в сто-
рону катода весь ток в виде ионного тока. Ее называют о б-
ластью ионизации. Она, по-видимому, не резко отделена
от области электропроводности. Большие напряжен-
ности поля приводят к тому, что здесь имеет место дополнитель-
ная ионизация. Уравнение баланса энергии остается справедли-
вым и в этой области, но можно пренебречь излучением. Тогда
получается, что падение напряжения в области ионизации долж-
но быть порядка потенциала ионизации:
JMJmJUi, т. е.
Непосредственно к катоду должна примыкать область про-
странственного заряда. Она ограничена с одной сторо-
ны катодом, а с другой стороны областью ионизации. В этой об-
ласти ток к катоду переносится положительными ионами, возни-
кающими в области ионизации. Если в первом приближении не
учитывать эмиссию из катода, тогда для области пространствен-
ного заряда все члены, относящиеся к электронам, можно отбро-
сить и получится следующая простая система уравнений. Задача
решается в одномерном приближении:
Е= — dUfdx-, (9.14)
dE/dx— (4ne/e.)ni; (9.15)
dJildx=0; (9.16)
Ji=etiibiE-, (9.17)
J£ =------— (и — Y (9.18)
dx \ dx J
Граничные условия на катоде: х=0; Je=0; Т=ТК; на границе
области ионизации: х=—хк; ЕжО; dT/dx^O. Уравнения
(9.14) — (9.18) могут быть проинтегрированы, и может быть по-
лучена ВАХ этой области
... 22'5 (8т:) 1/5 «3/5 (ДТ)3/5 т-215
- ———-------- ~~~ J
(9.19)
32/5 (e&z)I/S
и ее ширина
xK~J~3/5.
(9.20)
Оценки для ртутной дуги с вольфрамовыми электродами,
имеющей ток 6 А, Еж 170 В/см и ТлйвООО К приводят к следу-
ющим значениям величин: при 7=4000-4-2000 К хк~6-10-5 см
(507е), £к»2-106 В/см, Д1Ул?80 В. Характер закона подвижно-
сти очень мало сказывается на результате.
Основной вывод из (9.19) и (9.20) заключается в том, что
АСУ уменьшается с ростом плотности тока J. Падающая ВАХ
для этой области приводит к тому, что разряд около катода бу-
дет стягиваться, при этом область пространственного заряда
сжимается [см. (9.20)] и происходит снижение А1У.
Когда толщина слоя пространственного заряда достигает не-
скольких длин свободного пробега, уравнение теплопроводности
перестает быть справедливым, так как ионы не успевают пере-
давать энергию нейтральным атомам. При соударений
нет и связь между плотностью тока и разностью потенциалов
в слое между катодом и областью ионизации будет определять-
ся «законом 3/2»:
(АСУ) з/2=9л („и /,2е) ’/2хк2/г. (9.21)
Таким образом, стягивание разряда у катода достигает пре-
дела, когда толщина слоя пространственного заряда снизится
до одной или нескольких длин свободного пробега, так как
дальнейший рост J будет сопровождаться увеличением АС/.
Уравнение (9.21) позволяет рассчитать значение АСУ и J, пола-
гая Так, например, при хк~5-10-6 см расчет дает Д1У«=
~13 В и J«17-103 А/см2, т. е. получается величина АСУ, весьма
близкая к действительному значению.
Учет эмиссии электронов из катода не меняет вывода о том,
что без стягивания разряда нельзя объяснить низкое катодное
падение потенциала.
При увеличении доли электронного тока приблизительно до
97—99% общего тока катодное пятно уже не является необхо-
димым для поддержания разряда и исчезает, «расползаясь» по
катоду. Плотность тока у катода падает. Область пространст-
венного заряда увеличивается, и электроны могут передавать
атомам свою энергию уже в этой области.
Рассмотрение показывает, что изменение плотности тока
в области теплопроводности не сказывается на изменении на-
пряжения. Поэтому область теплопроводности не вызывает стяги-
вания, но и не препятствует ему. Следовательно, стягивание,
начинаясь в зоне пространственного заряда, простирается и
в область теплопроводности, где постепенно под действием ра-
диальных сил сечение разряда приближается к сечению разря-
да в положительном столбе.
Стягивание разряда в области теплопроводности вызывает
повышение температуры плазмы по сравнению с таковой в об-
ласти столба. Поэтому перед катодом образуется небольшая
область со значительно более высокой яркостью, чем в столбе.
А. Бауэр (1954 г.) в противоположность рассмотренным вы-
ше работам исходил из предположения, что именно электронная
эмиссия при соответствующей напряженности поля у катода
определяет поведение дуг с КП. Он рассчитал эмиссионную спо-
собность вольфрамовых катодов при различных температурах
в зависимости от напряженности поля у катода, использовав
уравнения термоэмиссии с учетом эффекта Шоттки (см. уравне-
ния § 9.3). Далее он рассчитал плотность электронного тока
насыщения, исходя из «закона 3/2». По Бауэру стационарные
дуги могут существовать лишь при таких значениях Ек и /ек,
которые соответствуют значению термоэмиссии при данной тем-
пературе катода и Ек [4.2].
Кратко изложенные выше теории касались только отдельных
сторон явлений в прикатодной области и в КП дуг ВД. Между
тем в [9.6, 9.7] показано, что есть возможность построить мо-
дель, включающую в себя замкнутый цикл взаимосвязанных
процессов в КП и прикатодных областях, перечисленных в нача-
ле § 9.3. Математическая модель содержит ту же систему из
шести уравнений, которая была рассмотрена в § 9.3. Конечно,
некоторые процессы в дугах ВД и СВД существенно влияют на
плазменные и катодные характеристики, но не нарушают опи-
санный в § 9.3 замкнутый цикл. Расчеты показывают, что ин-
тенсивная ионизация газа у поверхности катода, уход ионов на
катод, излучение, охлаждение катодом газа атомов и ионов, на-
грев плазменных электронов, высокая теплопроводность элек-
тронного газа и его тепловая изоляция от катода делают невоз-
можным существование ЛТР в плазменном слое у катода. По-
этому скорость неравновесной ионизации в этой области
необходимо рассчитывать аналогично тому, как это делалось
для дуг НД, с учетом решающей роли первичных электронов,
отклонения ФРЭ от максвелловской и ее релаксации с расстоя-
нием от катода.
Существенно меняется количественная роль отдельных со-
ставляющих в уравнении баланса энергии катода (см. § 9.3).
Далее, поскольку размеры прикатодных областей в направле-
нии, перпендикулярном поверхности КП, много меньше площа-
ди самого КП, задача может решаться в линейном приближе-
нии.
На рис. 9.5 приведены рассчитанные значения Us, UK и Ua
[см. уравнение (9.13)] от J для криптоновой дуги с рабочим
давлением 2 МПа на постоянном токе от 20 до 45 А с катодами
в форме цилиндра с осевым отверстием, спеченными из специ-
альных композиционных составов. Их эмиссионные свойства
определялись экспериментально, а теплофизические свойства
брались из литературы. Минимум Us объясняется тем, что
с ростом J увеличивается UK из-за роста потерь энергии первич-
ными электронами в результате кулоновских взаимодействий
с плазменными, а Ди уменьшается из-за увеличения проводимо-
сти плазмы и снижения ионной доли тока. Представленный ха-
Рис. 9.5. Падение напряжения в прика-
годной области криптоновой дуги ВД
в зависимости от плотности тока в КП
(расчет) [9.7]
рактер зависимости является уни-
версальным, пока в прикатод-
ной области основную роль игра-
ет неравновесная ионизация, вы-
званная эмиссионными электро-
нами. Тепловые режимы электро-
дов рассмотрены в следующем
параграфе.
Анодные явления. Экспери-
ментальные данные. Анодные об-
ласти дуг с вольфрамовыми и
медными электродами обследованы менее подробно, чем катод-
ные. Методы исследования и трудности аналогичны. Весь ток
разряда переносится на анод электронами из плазмы, приле-
гающей к аноду. Вблизи анода образуется слой отрицательно-
го пространственного заряда, из которого в сторону анода втя-
гиваются электроны.
Экспериментально установлено, что анодные падения потен-
циала в дугах ВД и СВД на вольфрамовых и медных электродах
составляют несколько вольт. Разряд к аноду обычно стягивает-
ся, но меньше, чем к катоду. Плотности тока на аноде меньше,
чем на катоде, и составляют от 50 до 103 А/см2. Анод нагрева-
ется больше, чем катод (см. § 9.5).
Теории анодных частей дуг ВД разработаны менее деталь-
но, чем для катодных. К анодным частям дуги применимы
уравнения, аналогичные (9.14) — (9.18). Рассуждения, аналогич-
ные приведенным выше для катодов о спаде температуры от
столба к аноду, дают возможность объяснить явления стягива-
ния разряда у анода. Различие заключается в том, что электро-
ны почти целиком переносят свою энергию на анод, в то время
как ионы передают ее газу. Поэтому для области анодного па-
дения можно положить плотность теплового потока постоянной.
Отсюда для толщины области анодного падения получается вы-
ражение
хажх(ДТ jq),
(9.22)
где q— плотность теплового потока.
Как подчеркивалось ранее [0.9], для анализа и расчета при-
анодных явлений также следует использовать принцип мини-
мума Штеенбека.
9.5. БАЛАНС ЭНЕРГИИ ЭЛЕКТРОДОВ
В основу методики расчета электродов должен быть поло-
жен их тепловой режим (см. гл. 6 и 7). Размеры и тепловой
режим электродов связаны между собой уравнением баланса
энергии. Роль отдельных членов в балансе зависит от конструк-
ции электрода и условий его работы. Поэтому решение задач в
принципе может быть доведено до конца, только если заданы
конкретная конструкция электрода и условия его работы.
Баланс энергии на аноде. В общем случае нагрев анода про-
исходит за счет энергии, приносимой на анод электронами Рае,
поглощения части излучения разряда Ра.и.р и прохождения элек-
трического тока по аноду Ра.дж. Охлаждение происходит за счет
теплопроводности по аноду и излучения с его поверхности Ра.Изл.
Теплообмен анода с окружающим газом или паром в зависи-
мости от соотношения температур анода и газа может вызывать
либо охлаждение, либо нагрев анода Ра.г. При весьма высоких
температурах анода надо учитывать охлаждение за счет тепло-
ты испарения.
Баланс энергии на катоде. В общем случае нагрев катода
происходит за счет мощности, приносимой положительными
ионами PKi, прохождения тока Рк.дж и поглощения части излу-
чения разряда (и анода) Рк.и.р, охлаждение — за счет эмиссии
электронов Рке, излучения с поверхности Рк.изл и теплопровод-
ности. Направление теплообмена с окружающим газом Рк.г
зависит от соотношения температур электрода и окружающего
газа.
Ниже рассмотрено составление баланса для некоторых ха-
рактерных конструкций электродов и условий разряда.
Электрод в форме плоской металлической пластинки пло-
щадью S расположен перпендикулярно оси разряда и соединен
с выводом пои помощи тонкой проволоки при тлеющем разря-
де нД.
Анод. В данном случае его нагрев будет происходить только
за счет энергии, приносимой электронами. Остальными видами
нагрева можно пренебречь. Мощность Рае складывается из ки-
нетической энергии их хаотического движения, кинетической
энергии, приобретаемой ими при прохождении анодного паде-
ния потенциала ДС/а, и работы входа электронов в анод <ра:
Pae=I[(2kTe/e)+&Ua+^a], (9.23)
где I — сила тока разряда.
Охлаждение происходит за счет теплового излучения и теп-
лопередачи в окружающий газ с поверхности анода. Теплопро-
водностью по аноду и вводу и испарением можно пренебречь.
Предположим, что плотность электронного тока равномерно
Распределена по поверхности анода с одной стороны, обращен-
ной к разряду. Тогда в стационарном состоянии ,
/[ (2kTe/e) +Дt/o-Hpa] «2Sa[«аРо (TV—TV) +
+ (Й/М (Та—Tr)L (9.24)
где Еа — приведенная излучательная способность анода при ра-
бочей температуре анода 7а; и — средний коэффициент тепло-
проводности газа; bi — толщина застойного слоя газа вокруг
анода; То — температура колбы, К; Тг — температура газа за
пределами застойного слоя, К.
Значения Еа, и и Ьг рассмотрены в гл. 6 и 7.
Катод. В условиях тлеющего разряда мощность, выделяю-
щаяся на катоде, определяется в основном энергией, приноси-
мой положительными ионами. Другими видами нагрева можно
пренебречь. Энергия положительных ионов, падающих на катод,
складывается из кинетической энергии, которую они приобрета-
ют, проходя катодную разность потенциалов, и энергии реком-
бинации.
Катод при каждом акте рекомбинации положительного иона
теряет энергию, равную работе выхода одного электрона из ка-
тода. Таким образом, если ионный ток на катод составляет
часть fi общего тока I, то мощность, выделяющаяся на катоде
за счет энергии положительных ионов,
PM=Ifi(aKUK+Ui-^([)K), (9.25)
где а — коэффициент аккомодации ионов, меньший единицы и
учитывающий, что положительные ионы, нейтрализовавшись на
катоде, могут покинуть его с конечными значениями кинетиче-
ской энергии; ДДК — разность потенциалов, проходимая в сред-
нем положительными ионами перед катодами. Она определяет-
ся в основном длиной свободного пробега для перезарядки
[0.2, 0.3].
За счет эмиссии электронов катод теряет мощность:
(9-26)
Отсюда мощность, идущая на нагрев катода, равна:
PK=PKi-PKe=I[fi (йД17к+ Ut) - <рк] - (9.27)
В условиях тлеющего разряда можно принять и Д17к>-
>•([//—фк)- Допустим далее, что длина свободного пробега
ионов для перезарядки больше катодных частей разряда, так
что Кикл>ик. Тогда
PK&aIUK. (9.28)
Охлаждение происходит с поверхности катода за счет тепло-
вого излучения и теплопередачи в окружающий газ. В рассмат-
риваемой конструкции другими видами теплоотвода можно пре-
небречь. Допустим, что плотность ионного тока равномерно рас-
пределена по поверхности катода. Тогда уравнение баланса
примет вид
G7t/K«2SK[eKa0(TK4—704) + (x/feiK) (Тк—7Г)]. (9.29)
Обозначения те же, что и выше, но относятся к катоду.
Фактически плотности тока неравномерно распределены по
поверхности электродов, что осложняет точный расчет.
Электрод в форме вольфрамовой моноспирали, полностью
замурованной в слой оксида; дуговой разряд НД. (Упрощен-
ная модель электродов ЛЛ). В этом случае нагрев электрода
проходящим током складывается из нагрева при прохождении
через слой оксида Рокс и непосредственно по вольфрамовой
проволоке Pw, так что РДж=/эокс+Ау.
Катод в зоне К.П. Расчетные оценки отдельных членов ба-
ланса показывают, что наибольшую роль в нагреве играют Ры
и Рокс, а в охлаждении Рке и Рк.Изл. Потери в газе Рк.г и выде-
ление джоулева тепла в вольфрамовой проволоке PKw малы и
почти полностью компенсируют друг друга. Поэтому в первом
приближении
Ркг + Рк.окс ~ Рке~\~РК.ИЗЛ- (9.30)
Раскрывая значения отдельных составляющих, находим
Рк^ДДпПк+^—фк); (9.31)
Рк.окс=72Гокс(Тк.п); (9.32)
Рке=/(1-Л)фк; (9.33)
Рк.изл = 8оксао(^к.п — Л)4)^к.п еокс°0 ^к.п5к п. (9.34)
Здесь для упрощения принято, что все величины постоянны в
пределах КП. Подставляя эти выражения в (9.30), получаем
Ifi (aUK + - фк) + /vo№ I (1 - ff) фк + еокса0Т4.пSK.n. (9.35)
Выразив в (9.35) величину электронного тока Ie=I(l—ft)
через температуру КП и фк при помощи уравнения Ричардсо-
на— Дешмана (9.5) и разделив на SK.n, получим зависимость
плотности тока в КП от температуры при известных значениях
других параметров:
Jf i (flUк + Щ — %) + гокс
ЛГк.п Фке
е?к
kTv
+ е<ис’(/к.п. •
(9.36)
Из (9.36) следует, что с ростом плотности тока в КП растет
Тк.п и доля электронного тока термоэмиссии. Для определения
Рк.п необходимо решить полную систему уравнений, рассмотрен-
ную в § 9.3.
Решение задачи значительно упрощается, если можно за-
даться значением UK-
Анод. Пренебрегая значениями Ра.г и Paw (см. катод), по-
лучаем выражение для баланса на аноде
Рае~}~Роке Ра.изл- (9.37)
Здесь Рае определяется уравнением (9.23). Остальные величи-
ны имеют те же выражения, что и для катода.
Сложность правильного расчета заключается в том, что не-
известно распределение тока по поверхности анода.
Электрод в форме прутка цилиндрической формы в дуговом
разряде ВД и СВД. Нагрев электрода происходит разрядом с
торца и в объеме от прохождения тока, а охлаждение — за счет
теплопроводности вдоль электрода к вводу и теплоотдачи с по-
верхности. Максимальная температура торца зависит от его
формы, размеров и размеров зоны нагрева (см. ниже). В лите-
ратуре имеется ряд работ, посвященных решению задачи рас-
пределения температуры вдоль цилиндрического стержня, на-
греваемого р торца [0.9, 9.8—9.10].
Ввиду большой теплопроводности материала электрода для
многих практических целей можно пренебречь перепадом тем-
пературы в радиальном направлении и решать задачу в одно-
мерном приближении [4.3, 0.9], при этом некоторая ошибка воз-
никает в плоскости торца и непосредственной близости от нее,
если нагрев торца происходит неравномерно. Одномерное диф-
ференциальное уравнение для распределения температуры
вдоль цилиндрического стержня, равномерно нагреваемого с
торца, в стационарном режиме имеет вид:
nd2
4
dx2 + dT3JI
(9.38)
где хэл — коэффициент теплопроводности электрода при темпе*
ратуре 7ЭЛ; ndq— суммарная мощность потерь с боковой по-
верхности электрода единичной длины при данной температуре
[расчет <7(ТЭл) см. в гл. 7]; 72п — мощность, выделяющаяся на
единице длины электрода от прохождения тока. Левая часть
уравнения представляет поток энергии вдоль электрода через
его сечение на расстоянии х от начала координат.
Для решения этого уравнения должны быть заданы два
краевых условия. В качестве одного из них при известных ус-
ловиях разряда удобно задать тепловой поток, входящий в элек-
трод с торцевой поверхности (х=0), обращенной к разряду Qo-
Полагая нагрев равномерным по сечению торца, при х=0
Qo — кэл (^зл/)х—о г-д.эл/4:.
(9.39)
Рис. 9.6. Вид стержневого вольфрамового электрода с частью ввода (а) и рас-
пределение температуры по нему при нагреве с торца (б):
1 — стержневой электрод; 2— зона впая; 3 — молибденовая фольга; 4 — кварцевое стек-
ло части ввода и колбы; dw=0,2 мм; — —-----по уравнению (9.38а) при Гэл(0)=
—2000 К н (d7,/dx)x_>oo=0;--------по (9.38а) методом прогонки прн 7^(0) =2000 К
н Тэд (I) = 1000 К; О—экспериментальные точки для ртутной лампы ДРШ переменного
тока (по измерениям автора)
При более точном определении 7\л(0) необходимо более строго
рассматривать распределение нагрева по торцу, а распределе-
ние температуры по сечению электрода вблизи торца определять
путем решения двумерного уравнения распространения тепла
(см., например, [9.7]).
Сложнее найти краевое условие на другом конце электрода.
Дело в том, что обычно часть стержневого электрода впаяна во
ввод той или иной конструкции так, что условия охлаждения и
нагрева этой зоны электрода резко отличны; далее идет соб-
ственно ввод, отличающийся от электрода диаметром (а в об-
щем случае сечением), теплофизическими свойствами, условия-
ми нагрева и охлаждения (см. § 7.10, 7.11 и рис. 9.6,а). В более
общем случае и сам электрод состоит из нескольких звеньев,
различающихся диаметром (формой), свойствами, условиями
нагрева и охлаждения (см. § 9.8). Все эти звенья, включая
ввод, образуют в теплофизическом отношении единую цепочку,
для которой выполняется свой баланс энергии. Чтобы найти
распределение температуры вдоль этой цепочки, необходимо
составить и совместно решить систему уравнений вида (9.38)
для каждого звена с двумя своими краевыми условиями. При
этом на каждом i-м стыке должны выполняться условия непре-
рывности температур и тепловых потоков. В случае однозвен-
ного электрода, строго говоря, надо совместно решить, по край-
ней мере, три дифференциальных уравнения: для открытой ча-
сти электрода, для впаянной и для ввода.
С математической точки зрения все эти задачи аналогичны
задаче о распределении температуры вдоль цилиндрической
колбы с вводами, рассмотренной в § 7.2 и 7.11. Системы таких
уравнений для каждой конкретной конструкции решаются на
ЭВМ численно методами прогонки теории разностных схем.
Строгий расчет такой системы, однако, сложен, трудоемок и
малоудобен для анализа. Поэтому на практике стараются уп-
ростить задачу и избавиться от совместного решения системы
уравнений, идя при этом на потерю в точности. Так, для воль-
фрамовых электродов часто с достаточной для практики точно-
стью можно принять xw=const. В зависимости от конкретных
условий (Тэл, с?эл, I) возможны и другие упрощения, например
<7иЗЛ^^<7т> ТЭЛ > То4, Принимая эти упрощения в
(9.38), получаем
d2T3Jdx2 ъ 4а0еэл (TJ (9.38а)
Оно может быть проинтегрировано до конца при еЭл=сопз1 и
Еэл^= СеТэд.
Чтобы избавиться от совместного решения системы уравне-
ний, в качестве первого приближения можно рекомендовать в
месте впая электрода в кварцевое стекло принимать температу-
ру электрода равной температуре кварца в этом месте
(рис. 9.6,а). Последняя может быть приближенно задана, исхо-
дя из теплового режима работы лампы (см. гл. 7).
Принимавшееся в некоторых работах [9.8] условие
'{dT/dx) эс->оо' О для реальных электродов, как правило, не вы-
полняется, и расчеты при этом дают завышенные значения Т(х)
(рис. 9.6,6) .
Зная также значение Qo или Тэл(0), находим распределение
температуры по незапаянной части электрода путем решения
уравнения (9.38) или (9.38а). На рис. 9.6,6 в качестве примера
приведены результаты подобных расчетов и измерений. Темпе-
ратура внутренней части электродов измерялась микропиромет-
ром в моменты кратковременного периодического выключения
разряда в начале каждого полупериода [4.3].
Электрод с конической формой конца. Такой формы элект-
роды часто применяют в лампах СВД для фиксации разряда.
Принимая, что нагрев происходит за счет выделения тепла в
усеченной вершине конуса и прохождения тока по электроду, а
охлаждение — за счет теплопроводности и излучения с его боко-
вой поверхности, автором было получено следующее дифферен-
циальное уравнение для распределения температуры в конусной
части [4.3, 0.9]:
№ Sin& ( МТ \___________/2Ру zg 40)
dx2 с(1—cos&) \ Xs / 4л2с(1—cosO)2 ’ I • '
где т=7’«; Т — температура в рассматриваемой точке электро-
да; показатель степени п учитывает зависимость теплопроводно-
сти материала электрода от х—1/r, г—расстояние от вершины
конуса (математической); Мт — плотность излучения поверх-
ности электрода при температуре 7; I — сила тока рт — удель-
ное сопротивление при температуре Т; Ф —угол между осью и
образующей конуса; с — константа.
Численное решение этого уравнения для случая работы
электродов в лампах СВД показало, что основную роль играют
нагрев в торце конуса и теплоотвод. Поэтому распределение
температуры в конусной части электрода должно быть близким
к распределению температуры в объеме с точечным источником
тепла (линейная зависимость т от х). Тогда, пренебрегая изме-
нением теплопроводности от температуры, получаем
Г(г)« (А/Н+Тео, (9.41)
где А — величина, зависящая от тепловых свойств материала;
Т<х — температура в точке, достаточно удаленной от вершины
конуса, например, в цилиндрической части электрода.
В [9.10] дано численное решение задачи теплопроводности
для цилиндрического стержня с коническим концом.
Определение Qo- Разность между мощностью нагрева торца
со стороны разряда и мощностью, отдаваемой им в разряд, Qo
различна при работе электрода в качестве катода и анода.
Катод. Мощность нагрева торца складывается из мощности,
приносимой на катод ионами, Рк/, нагрева горячим газом плаз-
мы Рк.г и поглощения части излучения разряда (и анода для
короткодуговых ламп с раскаленным анодом) Рк.и.р- Охлажде-
ние в сторону разряда происходит за счет термоэмиссии Рке и
излучения нагретого торца Рк.изл- Таким образом,
Qok ~ Рк1~\-РK.r"f*Pк.и.р—Рке Рк.изл- (9.42)
Анод. В этом случае
Qoa==P aeA-P а.гА~Р а.и.р Р а.изл- (9.43)
Расчет Рг производится на основании общих законов тепло-
передачи между поверхностью и горячим газом, рассмотренных
в гл. 7. Для торца задача может решаться как одномерная.
Принимая температуру в основной зоне нагрева по торцу по-
стоянной, получаем
Pr^(xr/fei)ATS, (9.44)
где — эффективный коэффициент теплопроводности газа при
средней температуре между 7разр и Тк.п или Т-л\ bi— толщина
теплопередающего слоя газа; А71=(Тразр—Тэл(0))—разность
температур газа в разряде у электрода и торцевой поверхности
электрода; S — эффективная площадь основной зоны нагрева
торца.
Нагрев торца излучением разряда
Л,.₽ = f рэл (Я) аэл (Я, Пл) dldS, (9.45)
где еэл— спектральная плотность облученности торца излучени-
ем разряда (и раскаленным электродом); аэл — спектральный
коэффициент поглощения излучения торца при рабочей темпе-
ратуре 7эл(0). Выражения для остальных величин приведены
ранее [Рк, — формула (9.31); Рке—(9.33); Рае—(9.23); Ризл—
(9.34)].
Нагрев катода и анода. Из приведенных выше соотношений
следует, что в тлеющем разряде мощность, идущая на нагрев
катода, в 4—12 раз превышает мощность,, идущую на нагрев
анода. В дуговом разряде картина меняется на обратную. За
счет снижения UK до величины порядка Ut или ниже и увели-
чения тока термоэмиссии, сильно охлаждающего катод, мощ-
ность нагрева анода становится больше мощности нагрева ка-
тода, хотя по абсолютной величине за счет большего тока они
могут быть значительно выше, чем в тлеющем разряде.
Баланс энергии электродов в нестационарных режимах
представляет весьма большой интерес, поскольку подавляющая
часть ламп работает на переменном токе или в других неста-
ционарных режимах, например в импульсном. Особо важное
значение при этом имеют тепловой режим катодного и анодно-
го пятен и условия местного нагрева в результате ионной бом-
бардировки, поскольку эти участки электродов обладают наи-
меньшей теплоемкостью и поэтому наиболее чувствительны к
изменению режима. Строгий расчет этих режимов представляет
значительные трудности.
При работе на переменном токе частотой 50 Гц вследствие
относительно большой теплоемкости электродов в качестве
первого приближения можно принять, что температурный ре-
жим электродов определяется средней за период мощностью
их нагрева и охлаждения, а параметры, относящиеся к разря-
ду,— мгновенными значениями тока или напряжений. Упрощен-
ный пример подобного расчета для ЛЛ приведен в [0.9] и
§ 10.7. Результаты более детальных расчетов даны, например,
в [9.4, 9.6].
9.6. ХОЛОДНЫЕ ЭЛЕКТРОДЫ ЛАМП ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА
Электроды ламп тлеющего свечения. Материалом для электродов чаще
всего служит никель, реже молибден, алюминий или железо. В большинстве
случаев для снижения напряжения зажигания тлеющего разряда и уменьше-
ния катодного падения потенциала поверхность катода покрывается тонким
слоем активирующих веществ, уменьшающих работу выхода. В качестве акти-
вирующих веществ широко применяется оксид того же состава, что и для
катодов ртутных люминесцентных ламп низкого давления (см. § 9.7).
Режим активирования оказывает очень существенное влияние на напря-
жение зажигания, катодное падение потенциала, срок службы [9.11].
Форма и размеры электродов определяются назначением лампы, от ко-
торого зависят необходимая форма и размеры светящейся поверхности, вели-
чина потребляемой мощности, допустимые размеры лампы и другие требо-
вания.
У большинства ламп тлеющего свечения размер катода и режим разряда
подбираются таким образом, чтобы свечение покрывало всю рабочую поверх-
ность катода. Тогда между размером рабочей поверхности катода SE и усло-
виями разряда существует соотношение (см. § 9.2)
/=ZkSk=AZoh(p/Po)'jSk, (9.46)
где k — коэффициент аномальности:
^=/к/[7он(р/Ро)6]-
Использование аномального тлеющего разряда дает возможность несколь-
ко сократить размеры катода, почти не увеличивая UK, как это видно из
рис. 9.1, и' варьировать длину катодных частей разряда. Практически зна-
чение k берут от 1,1 до 2, так как дальнейшее увеличение приводит к росту
катодного распыления.
Размеры катода и анода должны быть рассчитаны таким образом, что-
бы их температуры не превосходили допустимых пределов, составляющих
100—200СС. Тепловой расчет проводится, исходя из баланса энергии элек-
тродов, рассмотренного в § 9.5.
Холодные электроды трубок тлеющего разряда со столбом. Лампы рабо-
тают на переменном токе, поэтому оба электрода имеют одинаковую кон-
струкцию. Они представляют собой цилиндры с полусферическим донышком,
выдавленные холодным способом из низкоуглеродистой стали армко (ГОСТ
503—81). Электрод приваривается к двум платинитовым вводам стеклянной
ножки (рис. 9.7). Донышко предохраняет место впая в стекло от прямого
воздействия разряда. Для уменьшения катодного распыления на край ци-
линдра надевают втулку из стеатита. Электродный узел конструируют так,
чтобы электрод работал как полый, при этом допустимы значительно
большие плотности тока без заметного катодного распыления. Для предот-
Рис. 9.7. Электроды трубок тлею-
щего разряда со столбом:
а — на ток 20 мА; б — на ток 100 мА;
1 — цилиндрический электрод; 2 —
втулка; 3 — донышко цилиндра; 4 —
стеклянная трубка; 5 — внутренние
звенья вводов; 6 — цоколь; 7 — стек-
лянная лопатка; 8 — место припайки
выводов к цоколю
вращения распространения разряда на внешнюю поверхность цилиндра зазор
между цилиндрами и стеклом трубки делают меньше длины катодных частей
разряда.
Исходя из опытных и расчетных данных средняя плотность тока на вну-
треннюю поверхность цилиндра, обеспечивающая нормальную работу неакти-
вированных электродов в течение 10—20 тысяч часов, составляет /к.доп=
=1-ь-3 мА/см2. При повышении /к выше указанных пределов свечение рас-
пространяется sna наружную поверхность цилиндра, возрастает катодное па-
дение потенциала и резко увеличивается катодное распыление. Размеры элек-
трода при заданном токе разряда находим из соотношения
7 = /к.ДОпД^ЭЛ^ЭЛ- (9.47)
Обычно Силы тока стандартных трубок тлеющего разряда
со столбом лежат в пределах от 10 до 20 мА.
Температура электродов не должна превышать 150—200 °C, так как при
более высокой температуре возможен перегрев стекла трубки и, кроме того,
плотность газа у электрода уменьшается настолько, что это влечет за собой
существенное уменьшение допустимой плотности тока, при которой электрод
может работать без распыления.
В трубках на токи 80—200 мА применяют активированные катоды,
в основном в целях уменьшения размеров электродов за счет уменьшения
Uк до 70—80 В и соответственно катодных потерь.
9.7. ЭЛЕКТРОДЫ ДУГОВЫХ ЛАМП НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ
В дуговых лампах НД, работающих на переменном токе,
широко применяют активированные электроды, рассчитанные
на импульсное зажигание разряда с предварительно накален-
ными электродами (см. гл. 12). В отдельных специальных типах
ламп, предназначенных для «холодных» зажиганий, использу-
ют электроды, рассчитанные на работу в этих режимах. Рас-
смотрим конструкцию и работу электродов первого типа на
примере ртутных ЛЛ НД.
Конструкция электродов ЛЛ. Электроды представляют со-
бой триспирали (реже биспирали) из вольфрамовой проволо-
Рис. 9.8. Электроды ламп дугового разряда низкого давления различных
конструкций:
а—д — электроды ртутных люминесцентных ламп; 1 — оксидированная спираль из воль-
фрамовой проволоки; 2 — внутренние звенья вводов (никель); 3— лопаточки; 4 — отвер-
стие штенгеля для откачки н наполнения лампы; 5 — тарелочка; 6— внешние звенья
вводов (медь, платинит); 7 — штенгель; 8 — экраны (никель); 9— гетерортутный доза-
тор; 10 — слой, содержащий соединения ртути; 11— слой нераспыляемого гетера; 12 —
шаровидное утолщение для размещения амальгамы; е — триспиральный оксидный катод
бифилярного типа; эю — оксидный катод блочного типа (е и ж — в увеличенном масшта-
бе по сравнению с а—д)
ки, покрытые слоем оксида щелочноземельных металлов
(ЩЗМ). Концы спиралей присоединены к двум выводам стек-
лянной ножки (рис. 9.8,а—<3).
Такая конструкция дает возможность предварительного на-
кала электродов путем пропускания тока, обеспечивает доста-
точно большой запас активатора, надежное сцепление актива-
тора с проволочным каркасом и способствует быстрому нагре-
ванию отдельных участков катода, благодаря чему ускоряется
переход тлеющего разряда в дуговой. Катоды этого типа обес-
печивают большой срок службы ламп не только в схемах
с предварительным накалом, но и в схемах с «холодным» зажи-
ганием.
Многие типы электродных узлов ЛЛ имеют экраны различ-
ной конструкции (рис. 9.8,6—6). В конструкциях на
рис. 9.8,6—г экраны электрически соединены с вводами. В анод-
ный полупериод они принимают на себя часть тока и уменьша-
ют нагрев электрода. Б катодный полупериод при соответству-
ющей конструкции они могут предохранить активный слой ок-
сида от ионной бомбардировки в стадии тлеющего разряда.
Изолированные экраны, окружающие электрод, предотвращают
оседание продуктов распыления электродов на слой люминофо-
ра. В последнее время подобные экраны применяют в качестве
геттерортутных дозаторов (рис. 9.8,<Э).
Геттерортутный дозатор (ГРД) для ЛЛ представляет собой
металлическую ленту из никелированной нержавеющей стали,
на которую с одной стороны нанесен тонкий слой интерметал-
лического соединения ртути с меркуридом титана (Ti3Hg), а
с другой — тонкий пористый слой нераспыляемого геттера (га-
зопоглотителя) типа циаль [Zr (84°/о)+А1 (16%)] или циаль-}-
+ (Ti+Zr+^Al). Толщина слоев составляет 0,03—0,08 мм. Из
этой ленты делаются экраны, окружающие катоды, как показа-
но на рис. 9.8,д. Слой, содержащий соединение ртути, должен
находиться на внутренней стороне экрана, а геттера — на
внешней.
При температурах до 500 °C ртуть прочно связана с соеди-
нениями Ti,.. и только при нагреве до 600 °C и выше начинается
заметное термическое разложение, в результате которого не-
обратимо выделяется ртуть. Процесс разложения заканчивает-
ся при температуре около 900 °C.
Выделение ртути в лампе производится после ее откачки и
отпайки путем нагрева экранов ВЧ индукторами до температу-
ры 900 °C в течение 30 с, при этом из ленты с шириной покры-
тия 3,5—4 мм выделяется от 2,5 до 3,5 мг ртути на 1 см длины
ленты при общем содержании ртути 4,2—4,8 мг/см. Как пока-
зывают исследования, для нормальной работы ЛЛ мощностью
40 Вт в течение (15—20)-1О3 ч достаточно 15—20 мг ртути.
Для выделения такого количества нужно, следовательно, около
6 см упомянутой ленты.
При нагреве одновременно с выделением ртути происходит
активация геттера, сопровождающаяся усиленным выделением
из него газов, преимущественно Н2. Эти газы частично сорби-
руются слоем люминофора. При снижении температуры гетте-
ра до оптимальной (200—500°C) они вновь поглощаются им
вместе с другими остаточными газами. Во время работы лампы
геттер нагрет до температур, близких к оптимальным, и посте-
пенно поглощает вредные остаточные газы.
Существуют способы раздельного размещения в лампе гет-
гера и дозатора ртути, что позволяет провести предварительное
эбезгаживание геттера.
Применение ГРД позволяет значительно точнее воспроизво-
дить количество дозируемой ртути, резко снизить опасность за-
грязнения окружающей среды в производстве и при утилиза-
ции отработавших ламп, улучшить стабильность светового по-
тока и снизить напряжение зажигания в процессе горения и
в несколько раз сократить расход ртути. Более подробно см.,
например, в [9.12].
В качестве активатора для катодов ЛЛ применяют тройной
карбонат ВаСО3: СаСО3: SrCO3 (50:30:20 массовых долей),
из которого приготовляют суспензию. В нее добавляют около
5% ZrO2 или MgZrCO3, что приводит к увеличению термоэмис-
сии и срока службы. Суспензию наносят только на спиральную
часть электрода, причем так, чтобы она заполняла витки пер-
вичной спирали у биспиральных электродов и витки первичной
и вторичной спиралей у триспиралей, но не образовывала мо-
стиков между витками последней спирали. Суспензия не долж-
на попадать также на края спирали, подводящие электроды и
экраны, так как на этих участках ее не удается отактивировать,
что приводит к большому распылению.
Нанесение суспензии на катоды осуществляется в производ-
стве катафорезным способом, который обеспечивает получение
плотного и равномерного слоя. При откачке ламп катоды под-
вергаются нагреву и специальной активировке, в результате
чего резко повышаются их термоэмиссионные свойства (техно-
логию см. в [9.13]),
Активирование оксидных катодов [9.3, 9.13]. Оксидный катод представ-
ляет собой полупроводник, состоящий из оксида BaO, CaO, SrO и включен-
ных в них свободных атомов Ba, Са, Sr. Эмиссионные свойства катода опре-
деляются в основном наличием свободных атомов Ва, растворенных в кри-
сталлах оксида. Оксид бария образуется путем разложения карбонатов при
их нагревании, а свободный барий — преимущественно путем химических ре-
акций с керном и некоторыми примесями в керне и оксиде при нагревании
и протекании тока.
Для получения катода с высокими эмиссионными свойствами и обладаю-
щего большой долговечностью, необходимо создавать такие условия его обра-
ботки, при которых из карбонатов наиболее эффективно образуются ВаО и Ва
и обеспечивается пополнение запаса Ва в процессе работы катода. Установ-
лено, что наилучшими являются следующие реакции:
ВаСО3=г±ВаО-|СО2 (9.48)
и
6BaO+W^Ba3WO6+3Ba. (9.49)
Аналогичные реакции происходят и с участием Са и Sr. Они наиболее актив-
но протекают при температурах порядка 1100—1300 °C. При более низких
температурах (600—800 °C) преобладают нежелательные реакции, сопровож-
дающиеся образованием только Ba3WO6 и других побочных продуктов. СО2
должен быстро откачиваться, чтобы он не вступал в нежелательные реакции.
Образующаяся на керне прослойка Ba3WO6 препятствует прохождению W
в оксидный слой и затрудняет образование Ва. По мнению Д. Уэймауса, он?
играет очень важную роль, ограничивая образование свободного Ва. Если бы
реакция шла беспрепятственно, то весь оксид бария превратился бы в сво-
бодный барий и испарился в течение 1000 часов [0,10]. В литературе имеют-
ся и другие взгляды на роль прослойки BaWO6. Более подробно о физико-
химических процессах в оксидных катодах см. в [9.3].
Механизм эмиссии катодов ЛЛ. Знание механизма эмиссии
и умение ее измерять имеют первостепенное значение для вы-
бора правильного режима работы катодов и их конструирова-
ния. Сложность заключается в том, что в условиях разряда не
существует прямого метода измерения тока эмиссии. Все пред-
ложенные методы основаны в сущности на определении тем или
иным способом момента нулевого поля у катода, когда ток
разряда равен току эмиссии.
Применявшиеся ранее методы Дрювестейна, Фаунда и др.
(краткое изложение см. в [0.9]) требовали изготовления специ-
альных ламп с зондами и не давали достоверных и воспроизво-
димых результатов. Наиболее приемлемыми по своей чувстви-
тельности, удобству и воспроизводимости являются, с нашей
точки зрения, так называемый радиошумовой и спектральный
методы (см. [9.4]).
Радиошумовой метод, предложенный Д. Уэймаусом (см.
[0.10]), основан на том, что при токе разряда, меньшем тока
термоэмиссии, у катода накапливается отрицательный объемный
заряд и образуется минимум потенциала (рис. 9.9,а, кривая 1).
Положительные ионы, попадающие в эту потенциальную яму,
начинают совершать в ней колебания, создающие радиочастот-
ные сигналы, которые воспринимаются снаружи лампы. При
медленном увеличении тока в момент, когда ток разряда равен
току термоэмиссии, поле у катода становится равным нулю
(рис. 9.9,а, кривая 2), колебания ионов прекращаются. На
рис. 9.9,6 показано резкое уменьшение напряжения катодных
радиошумов иШум в момент нулевого поля. Описание схемы ус-
тановки и техники измерений см. в [9.4].
Хорошим индикатором появления ускоряющего поля у като-
да может служить также крутой рост интенсивности свечения
спектральных линий аргона (например, 420,1 нм) и атомов
ЩЗМ, например, бария Д (рис. 9.9,6).
Большое количество экспериментов с катодами реальных
ЛЛ показало, что при хорошей активировке ток термоэмиссии
при нулевом поле составляет 0,25—0,4 тока разряда [9.4].
Специальные эксперименты показали, что в обычных ЛЛ при t/K=12-?-
14 В доля ионного тока на катод составляет от 0,06 до 0,11 [0.10]. Расчет-
ные оценки дают величину от 0,03 до 0,07. Таким образом, получается, что
ускоряющее электрическое поле у катода должно, по крайней мере, в 2,2—
3,5 раза увеличивать ток термоэмиссии, чтобы обеспечить ток разряда. Поль-
зуясь уравнением термоэмиссии, легко подсчитать необходимое для этого
снижение работы выхода Дф и далее по уравнению (9.6) требуемую для
Рис. 9.9. К определению тока термоэмиссии катода:
а — схема распределения потенциала у катода в зависимости от соотношения тока раз-
ряда и термоэмиссии: / —/раз</тэ: 2 — /раз=/тэ; 3 —/раз>/тэ: б —изменение различ-
ных характеристик в зависимости от тока разряда
этого величину поля: Дфк= (kT/e) In (7с/7,7о)~(1300/11 600) In 2,7=^0,112 В.
Необходимая для этого величина £K==(Arp/c)2=s:(0,l 12/3,2-10 5)2=ь:1,2Х
ХЮ7 В/м^1,2-106 В/см. В то же время расчет по формуле (9.6) для ионов
аргона дает
Ек 711,44-lOV'/2 U^, В/м.
Принимая наиболее высокие значения для J,-K и UK (/=^20-104 А/м2;
/>=0,1; 14=14 В), получаем £к=г]1,44-104(0,1-20-104)1/2141/4%г]3,9-106 В/м.
Отсюда т]=к1,2-107/(3,9-106)=»3. Нам представляется целесообразным более
детальное изучение физической природы коэффициента ч и определения его
значения.
Режим работы электродов на переменном токе имеет ряд
особенностей, связанных с тем, что из-за тепловой инерции
электродов на электродных и приэлектродных процессах сказы-
вается действие предшествующей фазы. Поэтому для понима-
ния механизма работы электродов в этих условиях необходимо
знать мгновенные значения основных параметров в течение пе-
риода и их распределение по электроду. Это прежде всего от-
носится к температуре, особенно в зоне КП.
Прямыми экспериментами установлено, что температура
электродов ЛЛ в области КП меняется в течение периода на
50—70 °C и тем ниже по абсолютной величине, чем больше от-
ношение 1е0/1 [9.14]. Соотношение температур в катодный и
анодный полупериоды зависит от конструкции электродных
узлов.
Благодаря тепловой инерции электродов нагрев в течение
полупериода сохраняется к началу следующего и оказывается
вполне достаточным для получения термоэмиссии, обеспечива-
ющей отбор малого тока. Поэтому UK в начале и конце катод-
ного полупериода имеет очень малую величину (нет катодных
пиков перезажигания), и отсутствуют условия для катодного
распыления оксида [0.10].
Важное значение для получения достоверных результатов
имеет экспериментальная методика измерений. В настоящее
время наиболее надежным методом определения мгновенных
значений локальной температуры электродов ЛЛ является мик-
ропирометрирование в ближней ИК-области спектра, где отсут-
ствует мешающее излучение разряда и значительно больше
(чем в красной части спектра) излучает сам электрод. В [9.15],
например, измерено излучение зоны КП электрода ЛЛ по пе-
риоду при помощи германиевого фотодиода, снабженного тон-
ким германиевым фильтром, который ограничивал чувствитель-
ность приемника областью спектра от 1,5 до 1,9 мкм.
Механизм расхода эмиссионного материала. Во время рабо-
ты лампы на* катоде образуется КП, которое является основным
источником термоэлектронов. Вследствие неэквипотенциально-
сти катода пятно располагается ближе к тому концу спирали,
к которому подведено напряжение. Экспериментально установ-
лено, что в процессе работы лампы расходуется оксидное по-
крытие, причем главным образом со стороны сетевого конца,
так что пятно по мере израсходования оксида постепенно пере-
мещается по катоду, обнажая металлический керн [10.1]. Ког-
да на одном из катодов израсходуется все оксидное покрытие
и он потеряет термоэмиссию, лампа перестанет зажигаться или
будет работать в режиме тлеющего разряда, который быстро
приведет к распылению остатков оксида. Таким образом, про-
должительность работы лампы определяется запасом оксида на
электроде и скоростью его расхода. (Измерение скорости пере-
мещения КП для ускоренной оценки срока службы ЛЛ см.
гл. 12.)
Оценки и эксперименты показывают, что основным процес-
сом, вызывающим расход эмиссионного материала на электро-
дах ЛЛ в стационарном режиме дугового разряда, является
тепловое испарение ВаО и Ва (скорости испарения других ком-
понентов оксида значительно меньше).
Поскольку тепловое испарение электродов происходит не в
вакууме, а в среде инертного газа (обычно в Аг при давлении
330—400 Па) и в дуговом разряде, по крайней мере, два про-
цесса замедляют испарение. Это возврат части молекул испа-
рившегося вещества обратно на электрод в результате соуда-
рений с атомами инертного газа и возврат части легкоионизуе-
мых атомов ЩЗМ обратно на катод в виде ионов под действием
электрического поля соответствующего знака [9.16].
Тепловое испарение. Скорость теплового испарения (плот-
ность потока) частиц в вакууме, как известно, экспоненциаль-
но зависит от температуры:
/7вак=С ехр (—А^исп/^Лл), (9.50)
где А£Исп — энергия испарения, зависящая от материала и его
свойств (структура, состояние поверхности и т. д.).
Для испарения ВаО в вакууме [9.3]
FBao~ 1,8- 10пехр[—46 000/7], г/(см2*ч).
В условиях ЛЛ длины свободного пробега молекул ВаО в
инертном газе значительно меньше расстояния от катода до
стенок трубки (при рАг=400 Па Лаг составляет сотые доли сан-
тиметра) и процесс теплового испарения может рассматривать-
ся как диффузия молекул ВаО в среде инертного газа подобно
испарению вольфрама в газополных лампах накаливания
[1.5].
Строгий расчет затруднителен, но, например, для цилиндри-
ческой конфигурации приэлектродной области расчет для ско-
рости теплового испарения в газе приводит к выражению [9.4]
Fr« FBaK/[l + (Згк/4Л) 1п(гтр/гк) ], (9.51)
где гк — радиус катода.
Пользуясь этими соотношениями, можно оценивать время
необходимое для полного теплового испарения оксида в зависи
мости от условий. Поскольку скорость теплового испарения экс
поненциально зависит от температуры, для правильности оце
нок весьма важно знать фактическое распределение температу
ры по электроду и ее изменение
во времени с высокой точностью.
Проведем оценку для электро-
дов ЛЛ, работающих в сети пе-
ременного тока. Из анализа рас-
пределения температуры по элек-
троду (рис. 9.10) следует важный
вывод о том, что основная зона
теплового испарения оксида рез-
ко ограничена: с сетевой стороны
из-за отсутствия оксида, а с дру-
Рис. 9.10. Схема работы оксидного като-
да ртутной ЛЛ:
Г— направление перемещения катодного пят-
на (КП) по мере расходования оксида; 2 —
участок катода с израсходованным оксидом
гой стороны— из-за спада температуры и экспоненциальной
зависимости скорости теплового испарения от температуры.
Здесь имеет место картина, аналогичная образованию резкой
зоны КП. Поэтому в первом приближении можно принять, что
тепловое испарение происходит из ограниченной зоны электро-
да, примерно совпадающей с КП, и эта зона по мере расхода
оксида перемещается по электроду в направлении стрелки. От-
сюда получим, что за время т масса испаряющихся молекул ВаО
т
Из (9.52) можно определить продолжительность горения
tmax, положив бвао равным полному запасу ВаО на электроде.
Принимая для упрощения Fr и S„cn постоянными по времени,
находим
'Стах'-'' Овао/(^г>5исп) • (9.53)
Возврат испаряющихся атомов ЩЗМ в виде ионов на катод
может иметь место только тогда, когда электрод является ка-
тодом, при этом необходимо, чтобы основная ионизация атомов
ЩЗМ происходила в достаточной близости от катода в зоне,
откуда они под действием электрического поля могли бы попа-
дать обратно на катод.
Количественно влияние возврата ионов ЩЗМ на скорость
расхода эмиссионного материала можно оценить по балансу
плотностей потоков атомов ЩЗМ, испаряющихся с катода и их
ионов, возвращающихся на катод. Для решения задачи исполь-
зуется соответственно видоизмененная система уравнений, пред-
ставленная в § 9.3 (см. [9.4]). Расчетные оценки показывают,
что наибольший возврат ионов ЩЗМ на катод соответствует ре-
жимам КП, которые при минимальном t/K обеспечивают мак-
симальный ток на катод. Так, для хорошо активированного ка-
тода стандартных ЛЛ (До//Разр~0,254-0,4; /к« 950ч-1000 °C;
Uk— 12,5-4-13,5 В; ft ш 0,034-0,07) в катодный полупериод рас-
ход эмиссионного материала более чем на 90% компенсируется
возвратными циклами.
В анодный полупериод условия электропереноса ионов
ЩЗМ на анод отсутствуют и скорость расхода эмиссионного
материала определяется только тепловым испарением в среде
инертного газа. Поэтому особо важное значение имеет темпера-
тура электрода и ее распределение.
Из изложенного ясно, что основной расход эмиттирующего
материала происходит в анодный полупериод. Более подробно
см. в [9.4]; там же приведена библиография.
Расход эмиссионного покрытия в моменты зажигания вызы-
вается катодным распылением в стадии тлеющего разряда. Оче-
видно, что чем больше число включений и чем длительнее ста-
дия тлеющего разряда при каждом зажигании, тем больше рас-
ход оксида. Поэтому для уменьшения распыления в моменты
зажигания необходимо стремиться к уменьшению стадии тлею-
щего разряда за счет более быстрого разогрева отдельных
участков катода (см. [0.9], § 10.7 [9.4]).
Конструкция электродов неоновых, натриевых и других ламп
дугового разряда низкого давления. Электроды неоновых дуго-
вых ламп представляют собой спирали, свитые из проволоки в
виде гитарной струны. Керном служит молибденовый провод,
на который навита вольфрамовая спираль. Катод покрывается
оксидом ЩЗМ того же или близкого состава, что и оксид ЛЛ.
У некоторых типов электродов, рассчитанных на большие токи,
имеются экраны в виде двух пластин, расположенных парал-
лельно катоду с двух сторон. Пластины изготовляются из тан-
тала и выполняют одновременно роль геттера (см. рис. 9.8,г).
На рис. 9.8,е представлена одна из конструкций триспираль-
ного бифилярного электрода натриевых ламп НД. На вольфра-
мовый керн навита молибденовая спираль, а поверх нее — воль-
фрамовая. Вся эта спираль навивается на молибденовый керн,
а затем на специальную оправку, которая придает электроду
форму бифиляра. После термического закрепления формы элект-
рода молибденовый керн вытравливается и образующиеся пу-
стоты служат резервуарами оксида.
В некоторых типах ламп с более высокой плотностью тока
на электроде применяют активаторы в виде небольшой таблет-
ки— цилиндрика. В этом случае катод имеет полость, в кото-
рую помещается таблетка активатора. На рис. 9.8,ж представ-
лена одна из подобных конструкций электрода. Достоинством
такого катода является то, что он имеет весьма большой запас
активного вещества, которое в то же время защищено от не-
посредственного воздействия разряда.
Синтерированные катоды для дуговых ЛЛ НД представля-
ют собой стаканчик диаметром и длиной по несколько милли-
метров из тонкой жести, заполненный эмиттирующим вещест-
вом, спеченным (синтерированным) из смеси порошков туго-
плавких металлов (например, тантала и др.), с перекисями
ЩЗМ.. Особенностью предложенных в нашей стране синтериро-
ванных катодов для ЛЛ является глубокая полость в активном
веществе с открытого торца, обращенного к разряду, в резуль-
тате чего электрод работает в режиме полого катода со всеми
преимуществами этого режима [9.6].
Достоинствами синтерированных катодов являются большой
запас эмиссионного вещества, устойчивость к распылению в ре-
жиме мгновенных холодных зажиганий, вибро- и удароустой-
чивость и др. В силу указанных причин их применение пер-
спективно прежде всего в ЛЛ и других дуговых лампах НД, ра-
ботающих в схемах мгновенного пуска.
9.8. ЭЛЕКТРОДЫ ЛАМП ВЫСОКОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ
Работа электродов в лампах высокой интенсивности (ВИ).
В лампах ВИ применяют самокалящиеся катоды. Вследствие
большой плотности тока, составляющей (3—7) 103 А/см2, и вы-
сокой температуры плазмы электроды работают в тяжелом теп-
ловом режиме. Нетрудно подсчитать, что плотность мощности,
выделяющейся на электродах в месте «привязки» дуги, дости-
гает сотен ватт на один квадратный сантиметр. Рассеяние по-
добных плотностей мощности при помощи излучения привело
бы к неминуемому перегреву и крайне быстрому испарению, в
первую очередь оксидного материала. Сохранение в этих усло-
виях на рабочем участке поверхности электродов температуры,
необходимой для их нормальной работы, возможно только пу-
тем отвода этого потока тепла за счет высокой теплопроводно-
сти к другим участкам электрода, где это тепло может быть
рассеяно с приемлемыми градиентами температуры. Поэтому в
лампах ВИ применяют поверхности о-активированные
электроды так называемого пленочного типа. Они
представляют собой конструкцию из тугоплавкого металла с до-
статочно высокой теплопроводностью, на рабочей поверхности
которого находится тонкая (мономолекулярная) пленка ве-
ществ, снижающих работу выхода, но почти не уменьшающая
теплопроводности.
Последнее время в некоторых типах дуговых ламп ВД и ча-
стично СВД находят применение также синтерированные като-
ды с вставками из композитных эмиссионных материалов.
Эффективность и долговечность работы электродов в рабо-
чем режиме определяются, как и в других дуговых разрядах,
прежде всего их эмиссионной способностью и скоростью распы-
ления, но в условиях разряда ВИ.
Условия работы электродов в ртутных (и вообще лампах с
парами металлов и других веществ) и газовых лампах ВД су-
щественно отличаются в стадии зажигания и разгорания.
В лампах с парами металлов в первый период после зажигания
разряда плотность паров в холодной лампе мала и дуговой раз-
ряд происходит при сравнительно низком давлении, определяе-
мом давлением инертного газа в лампе. Вследствие этого для
зажигания разряда требуется сравнительно невысокое напря-
жение. Однако увеличивается возможность распыления элект-
родов на стадии разгорания, которая длится до нескольких
минут. В газовых лампах ВД зажигание разряда происходит
при ВД, поэтому практически отсутствует стадия разгорания и
Рис. 9.11. Разрушение поверхности ано-
да, работающего в сильноточном разря-
де СВД, при пульсациях тока (/=45 А;
Рхол=8-105 Па; время работы 25 ч)
отпадает возможность распыления электродов на этой стадии.
Но для зажигания требуются очень высокие напряжения, осо-
бенно в длинных трубчатых лампах, что может приводить так-
же к разрушению электродов.
Эти различия в условиях работы приводят к различию в кон-
структивном оформлении электродов в лампах с парами и га-
зами.
Разрушение электродов. В момент зажигания разряда ВД
катод обычно настолько холоден, что не может обеспечить тер-
моэмиссию, достаточную для образования термоэлектронной
формы дуги, и возникает тлеющий разряд. Катодное падение
напряжения составляет около 100 В. Затем, по мере того как
происходит местный нагрев катода и формирование КП, катод-
ное напряжение падает до значения 5—15 В. Большое катод-
ное падение напряжения в период тлеющего разряда приводит
к распылению электродов за счет ионной бомбардировки (см.
§ 9.2). Таким образом, чем меньше число зажиганий и чем ко-
роче стадия тлеющего разряда, тем меньше катодное распыле-
ние. При работе на переменном токе каждые полпериода про-
исходит перезажигание разряда и может иметь место такой
процесс, который приводит к дополнительному распылению.
О его наличии свидетельствует появление пиков перезажигания,
если они связаны с явлениями на катоде.
В сильноточных разрядах ВД при пульсациях тока, превос-
ходящих определенную величину, наблюдается разрушение ра-
бочей поверхности анода. Особенно сильно этот процесс на-
блюдается при разряде в ксеноне и других более легких инерт-
ных газах. Рабочая поверхность анода покрывается оплавлен-
ными наростами вольфрама в форме шариков, изъязвлениями
поверхности между ними и мелкими трещинами (рис. 9.11).
Аналогичная картина наблюдается и при работе газовых ламп
с короткой дугой на переменном токе. Исследования показали,
что разрушения связаны с изменением теплового режима на
рабочей поверхности анода и, по-видимому, вызваны явления-
ми термоусталости металла. При одинаковой средней силе то-
ка и глубине пульсаций разрушение анода тем меньше, чем ни-
же работа выхода электронов (точнее, входа) и чем меньше
давление наполняющего газа. С ростом глубины пульсаций вы-
ше некоторого предела (см. ниже) или при работе на перемен-
ном токе скорость разрушения быстро возрастает. Она возра-
стает также со временем, поскольку на разрушенной поверхно-
сти повышается работа выхода вследствие испарения
активирующих присадок и связанного с этим повышения темпе-
ратуры.
При малых расстояниях между электродами и наличии пуль-
саций силы тока иногда наблюдается перенос материала на
катод. На катоде образуются наросты, искажающие его форму
и изменяющие условия разряда. Это приводит к неустойчивости
положения разряда на электродах, к изменению длины дуги и
ее яркости и делает лампу непригодной для работы в оптиче-
ских системах.
Фиксация положения разряда на электродах. В лампах вы-
сокой яркости с короткой дугой возникает необходимость фик-
сации положения разряда на электродах. В случае разряда с
КП последнее имеет склонность перемещаться по рабочей по-
верхности катода. Перемещения возникают при неровностях на
торцевой поверхности катода и неоднородной активировке.
Наиболее устойчивое положение разряда на катоде наблюдает-
ся при работе без КП или вблизи точки перехода в эту форму
разряда. Некоторые практические приемы, обеспечивающие
фиксацию пятна, указаны в этом параграфе ниже.
Работа электродов в металлогалогенных лампах имеет ряд
особенностей, связанных с явлениями в самом разряде и влия-
ющих на выбор материалов и конструкцию, и поэтому рассмот-
рена в гл. 16.
Электроды ламп высокого и сверхвысокого давления с па-
рами металлов. Характерной особенностью работы электродов
в этих лампах является период разгорания разряда, особенно
опасный в отношении распыления электродов, поскольку раз-
ряд в этот период начинается при низком давлении паров. Его
продолжительность в зависимости от типа лампы и ПРА со-
ставляет от нескольких десятков секунд до нескольких минут.
Поэтому конструкция электродов должна предусматривать их
защиту от распыления.
Электроды ртутных ламп ВД переменного тока трубчатой
формы. Оба электрода имеют одинаковую конструкцию и раз-
меры. Конструкция и размеры выбираются таким образом, что-
бы обеспечить оптимальные условия для попеременной работы
электрода катодом и анодом как в стадии разгорания, так и в
рабочем режиме.
ь зависимости от условии разряда применяют электроды
различной конструкции, но, как правило, электрод состоит из
двух частей: зажигающей и рабочей. Зажигающая часть
связана с запасом активного вещества и служит для облегче-
ния зажигания разряда и работы в период разгорания, особен-
но опасный в отношении распыления. После разгорания разряд
переходит на рабочую часть электрода, более стойкую в отно-
шении распыления. Рабочая часть электрода вследствие
очень тяжелого теплового режима делается исключительно из
вольфрама, имеющего наиболее высокую температуру плавле-
ния и малую скорость теплового распыления. Вольфрам часто
применяется с активирующими присадками.
В лампах ВД и СВД применяют катоды с запасом активно-
го вещества, которое защищено от непосредственного воздей-
ствия разряда, но в то же время имеет возможность попадать
на эмигрирующую поверхность катода путем испарения и диф-
фузии. Достоинствами таких катодов являются возможность
практически неограниченного возобновления эмигрирующего
вещества на поверхности катода и защита активного вещества
от действия ионной бомбардировки и перегрева. Существует
много конструктивных решений подобных электродов.
На рис. 9.12 представлены некоторые конструкции электро-
дов этого типа для ртутных ламп ВД трубчатой формы на токи
до 10—12 А. Электроды представляют собой керн из вольфра-
мовой проволоки, часто активированной (Th, Y), вокруг кото-
рого расположен так называемый радиатор (или муфта) боль-
шего диаметра. Обычно он представляет собой спираль или
спирали из вольфрамовой проволоки. Некоторые распростра-
ненные формы спиралей показаны на рис. 9.12,а—е, позиция 2.
Радиатор выполняет несколько функций: служит резервуаром
Рис. 9.12. Электроды ртутных ламп высокого давления переменного тока труб-
чатой формы:
1— сердечник (керн) из вольфрама (с присадками); 2 покрывающие вольфрамовые
спирали; 3 —оксидная паста; 4 — блок активирующего вещества
для активатора, является зажигающей частью электрода и поз-
воляет регулировать тепловой режим электрода. Активаторы
применяют в виде пасты, заполняющей полости между витками
спирали и керном (рис. 9.12,6—е, позиция 3) или иногда в ви-
де спеченных блоков (трубочек) (рис. 9.12,а, позиция 4). Ра-
бочей частью электрода служит выступающая часть керна, то-
рец которой имеет форму плоскости с закругленными краями
или полусферы.
В послевоенные годы для ртутных ламп ВД широко приме-
няли ториево-оксидные катоды, правда, сравнительно недолго.
Лампы требовали для зажигания повышенного напряжения пи-
тания, особенно при пониженных температурах (до 270—300 В
при —30 °C), вследствие чего приходилось применять повыша-
ющие автотрансформаторы. Кроме того, наблюдалось сильное
почернение колб от распыления электродов. Электроды этого
типа требовали для работы температуры КП 2200—2500 К и
были весьма критичны к тепловому режиму. Температура элект-
рода должна была быть такой, чтобы в области КП на воль-
фраме постоянно поддерживалась монопленка Th за счет рав-
новесия скоростей диффузии тория к поверхности и его уда-
ления.
В 60-х годах были разработаны и стали применяться новые
типы активаторов на основе соединений ЩЗМ, обеспечивающие
более низкие напряжения зажигания ламп и существенно мень-
шее почернение колб. Их усовершенствование продолжается и
по сей день. За рубежом, в качестве активатора для ламп типа
ДРЛ (см. гл. 14) широко применяют сложные вольфраматы
ЩЗМ, например Bai,8Sr0>2CaWO6 [ср» 1,63 В; при 7’= 1630 К
lgm«10-9 г/ (см2 -с)]. Они обладают высокой эмиссионной спо-
собностью, более высокой температурой разложения, химически
более стабильны к загрязнениям. Лампы с этими эмиттерами
вследствие меньшего почернения концов трубки имеют малый
спад светового потока в процессе горения. По данным [18.6]
добавление оксида иттрия дополнительно уменьшает спад све-
тового потока.
Рациональная, но более сложная конструкция электрода для
ламп типа ДРЛ была предложена в [9.17] (рис. 9.12,6). Зажи-
гающая часть отнесена в дальнюю от разряда часть электрода.
Она выполнена из более тонкой спирали. В качестве эмиттера
использован цирконат бария, обеспечивающий малую работу
выхода. Спираль основной части радиатора, служащей резер-
вуаром эмиттера, изготовлена из вольфрамовой проволоки боль-
шего диаметра, а в качестве активатора использован более тер-
мостойкий оксид иттрия Y2O3. Электроды весьма хорошо заре-
комендовали себя в работе при высокой тепловой нагрузке.
Исключительно важное значение для хорошей работы элект-
родов имеет правильный выбор их теплового режима. Наиболее
Рис. 9.13. Экспериментальные зависимости размеров электродов заданной кон-
струкции от силы тока для ртутного разряда ВД с эмиттером из смеси окси-
дов Ba, Sr, Са и Th при нескольких постоянных значениях температур в ука-
занных на чертеже точках электрода
важны: температура торца керна — место «привязки» дуги в
рабочем режиме и температура наиболее нагретой части спи-
рали— место привязки разряда в период разгорания. В рас-
смотренных конструкциях электродов регулирование теплового
режима можно осуществлять выбором четырех параметров: ди-
аметра керна, длины его выступающей части, диаметра и дли-
ны радиатора.
Теоретические расчеты достаточно сложны и трудоемки. По-
этому пока размеры приходится подбирать эмпирически, ис-
пользуя теорию для качественной оценки влияния указанных
параметров на распределение температуры.
На рис. 9.13 приведены в качестве примера эксперименталь-
ные данные о зависимости температуры электрода определен-
ной конструкции от его размеров и силы тока в ртутном разря-
де ВД (эмиттер — смесь оксидов Ba, Са, Sr и Th) [14.1].
Электроды натриевых ламп ВД. По конструкции они анало-
гичны электродам ртутных ламп ВД. В качестве эмиттера при-
меняют большей частью сложные вольфраматы ЩЗМ (см. вы-
ше). В связи с малым диаметром разрядной трубки важное
значение приобретает проблема уменьшения распыления элект-
родов, особенно на стадии тлеющего разряда. В целях ускоре-
ния перехода тлеющего разряда в дуговой была предложена
конструкция электрода, у которого в качестве внутренней спи-
рали использована биспираль, поры которой заполнены эмитте-
Рис. 9.14. Электроды ртутных ламп переменного тока с короткой дугой СВД
различной мощности:
1—кери из торированного вольфрама; 2 — покрывающая спираль из вольфрамового про-
вода; 3 — оксидная паста; 4 — газопоглотитель (например, таитал); 5 —вольфрамовая
спираль для облегчения зажигания; 6 — ввод; 7 — корпус электрода из спеченного
вольфрама
ром (см. рис. 9.12,е). По данным [18.6] время перехода тлею-
щего разряда в дуговой сокращается с 5—30 до 1—5 с.
В маломощных НЛВД (мощностью 150 Вт и меньше) при-
меняют синтерированные электроды, спекаемые из смеси порош-
ков тугоплавких металлов с активирующими присадками.
Электроды ртутных ламп СВД с короткой дугой переменно-
го тока. На рис. 9.14,а и б приведены конструкции электродов
ртутных ламп СВД с короткой дугой мощностью до 1 кВт с то-
риевым или иттриевым оксидом.
На рис. 9.14,в и г даны конструкции электродов с развитой
поверхностью охлаждения, применяемых в лампах СВД боль-
шой мощности (2 кВт и больше). Рабочая часть электрода
обычно изготовляется из торированного вольфрама. Конец
прутка, обращенный к разряду, оплавлен в виде полусферы.
Электрод на рис. 9.14,г, имеющий фасонную форму, изготов-
лен из спеченного при высокой температуре вольфрамового по-
рошка (синтерированный вольфрам) с добавкой оксида тория.
При зажигании разряда и в период разгорания катодное пят-
но располагается у отверстия одного из каналов. После разго-
рания лампы и повышения давления разряд переходит на торец
вставки, которая является рабочей частью электрода. Совре-
менные электроды этого типа делаются без каналов (см.
рис. 9.14,г), и КП в период разгорания располагается на торце
вокруг вставки.
Рис. 9.15. Электроды ртутных ламп
постоянного тока с короткой дугой
СВД различной мощности:
а — лампа мощностью до 500 Вт (катоды
типа а в увеличенном по отношению к ано-
ду масштабе); б — то же мощностью 1—
2 кВт: в — то же мощностью 5—10 кВт.
Рабочее положение электродов на рис. а
и б—вертикальное (аиод внизу), на рис.
в — горизонтальное; 1 — керн из ториро-
ваниого вольфрама; 2— покрывающая
вольфрамовая спираль; 3 — оксидная па-
ста; 4 — газопоглотитель — цилиндрик из
танталовой жести; б — муфты специальной
формы из вольфрама с присадками
Электроды ртутных ламп
СВД с короткой дугой посто-
янного тока. Лампы постоянно-
го тока делают только для
специальных применений, на-
пример для проекции, для ре-
гистрирующих приборов. Боль-
шей частью это лампы высо-
кой яркости с короткой дугой.
Аноды
Катоды имеют, как правило, зажигающую и рабочую части.
Для фиксации разряда на рабочей части катода ему придают
такую форму и размеры, которые обеспечивают нагрев строго
ограниченного участка торцевой поверхности до более высокой
температуры, при которой разряд переходит в форму без катод-
ного пятна. Конструктивно это решается чаще всего путем при-
дания катоду формы конуса с небольшим закруглением на тор-
це, обращенном к разряду, или торца грибообразной формы.
Конструкции подобных катодов показаны на рис. 9.15,а—в.
Материалом обычно служит торированный вольфрам.
Аноды ламп мощностью до 1 кВт представляют собой сплош-
ной стержень из кованого вольфрама часто с присадкой оксида
тория. Конец анода, обращенный к разряду, имеет форму кону-
са с небольшой площадкой на торце или полусферы. Другой
конец имеет форму лопаточки для лучшей приварки к молибде-
новой фольге и заварки в кварцевую колбу.
В лампах большей мощности аноды имеют большие разме-
ры и форму, при которой обеспечивается отвод выделяющейся
мощности без их перегрева.
Электроды газовых ламп высокой интенсивности. Поскольку
в газовых лампах постоянно существует высокое давление и
они практически не имеют периода разгорания, отпадает необ-
ходимость иметь специальную зажигающую часть электрода,
как в ртутных лампах.
Аноды
1
Рис. 9.16. Электроды газовых
ламп постоянного тока с корот-
кой дугой СВД различной мощ-
ности:
Аноды: а — лампы мощностью до
200 Вт; б — лампы мощностью 200—
600 Вт: в иг — то же мощностью 1—
6 кВт; катоды: д — лампы мощностью
до 500 Вт; е — лампы мощностью 0,5—
6 кВт; 1 — керн из торированного воль-
фрама; 2 — муфта из спеченного (син-
терированного) вольфрама со специаль-
ными присадками; 3 — муфта из мо-
либдена для сварки с цилиндрическим
фольговым вводом
Электроды трубчатых ламп переменного тока представляют
собой стержни цилиндрической формы. Конец стержня, обра-
щенный к разряду, имеет чаще всего форму полусферы
(рис. 9.16,а). Электроды изготавливаются из кованого вольфра-
ма с присадкой оксида тория в количестве до 5% (марка
ВТ-50). В последнее время применяют также синтерированные
электроды, представляющие собой стержень или трубку из син-
терированного вольфрама или молибдена, с торца которой, об-
ращенной к разряду, имеется вставка, синтерированная из
композиции эмиссионных материалов. В качестве активно-эмис-
сионных добавок применяют скандат бария, алюмосиликат це-
зия и некоторые другие соединения [9.7].
Электроды ламп СВД с короткой дугой постоянного тока
имеют различную форму и размеры. Катод имеет значительно
меньший диаметр, чем анод. Он представляет собой штифт из
торированного вольфрама, конец которого заточен в форме ко-
нуса (рис. 9.16,<Э). В лампах на большие силы тока на катод на-
дета «муфта» из спеченного при высокой температуре вольфра-
мового порошка, которая дополнительно охлаждает электрод и
обеспечивает более долговечную работу (рис. 9.16,е, поз. 2).
Анод в лампах на силы тока до 5—6 А представляет собой
стержень из кованого торированного вольфрама. Конец, обра-
Рис. 9.17. Камерный электрод газовых ламп
переменного тока с короткой дугой СВД
на силы тока свыше 40—50 А:
/ — трубка из вольфрама; 2 — пробка; 3 — блок
активного вещества; 4 — оплавленная рабочая
часть электрода; 5 — отверстие
щенный к разряду, имеет форму конуса с площадкой на торце
или форму полусферы (рис. 9.16,а и б). С увеличением силы
тока размеры анода увеличиваются, и ему придают иногда реб-
ристую форму для увеличения поверхности охлаждения. При
диаметрах до 8—10 мм он изготовляется обычно из целого прут-
ка кованого вольфрама. При больших диаметрах он представ-
ляет собой керн из кованого вольфрама, вокруг которого рас-
положена муфта фасонной формы из спеченного вольфрама.
Несколько конструкций анодов газовых ламп СВД постоянного
тока с короткой дугой большой мощности дано на
рис. 9.16,в и г.
Электроды ламп с короткой дугой переменного тока. Созда-
ние долговечных ламп переменного тока с короткой дугой на
большие силы и плотности тока является сложной задачей из-за
большого разрушения электродов. В настоящее время для этой
цели применяют электроды из торированного вольфрама с
крупнокристаллической структурой и камерные электроды
[0.9]. На рис. 9.17 показан схематически вид такого электрода.
Он представляет собой трубку из чистого плотноспеченного
вольфрама, рабочий конец которой оплавлен, а затем заточен
на конус с небольшой площадкой на торце. Оплавление создает
плотную крупнокристаллическую структуру, устойчивую к рас-
пылению. Внутрь трубки помещена таблетка из активного ве-
щества и пробка в виде вольфрамового стержня. Таблетка со-
стоит из оксида тория и иттрия с добавкой вольфрамового по-
рошка. Лампы с такими электродами могут длительно работать
на переменном токе и в импульсном режиме.
Регулирование температурного поля электродов ламп СВД
осуществляется путем подбора их размеров, формы и условий
охлаждения, исходя из уравнений теплового баланса (см. § 9.5
и гл. 7), а также конструктивно-технологических требований.
Для снижения температуры высоконагруженных электродов уве-
личивают теплоотвод от места «привязки» разряда. С этой
целью широко применяют радиаторы-муфты соответствующей
формы и размеров (см. рис. 9.12, 9.14, 9.15 и 9.16,6—г, е).
Особенно важна проблема теплоотвода для анодов ксеноновых
ламп большой мощности. Если не удается указанными выше пу-
тями решить проблему, приходится применять полые электро-
ды с водяным охлаждением (см. § 7.10 и 19.4).
Уменьшение теплоотвода к некоторой части электрода, на-
пример к месту впая электрода в колбу, осуществляют, делая
на цилиндрическом части электрода в нужном месте проточку
или несколько проточек. Можно использовать электроды в фор-
ме трубки и таким образом изменять теплоотвод. Такой способ
особенно удобен для синтерированных электродов [9.7].
Для оценки работы электродов особенно важны максималь-
ные температуры на рабочих участках электродов в местах
«привязки» разряда, на зажигающей части (если она имеется),
а также в месте впая электрода в колбу. Ввиду большой слож-
ности и трудоемкости строгих решений и в тоже время их не-
достаточной точности, связанной с неизбежными упрощениями
и неточным знанием некоторых параметров, во многих случаях
инженерной практики целесообразно использовать приближен-
ные решения, рассмотренные в § 9.5, 7.2, 7.6 и 7.11 и позволяю-
щие сравнительно просто выявить и количественно оценить
влияние различных факторов на температурное поле электродов
той или иной конструкции.
О применении тория в качестве активатора для электродов
см. § 16.3.
♦
Глава десятая
ОСНОВЫ РАБОТЫ И РАСЧЕТА РТУТНЫХ
ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ
10.1. УСТРОЙСТВО И ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ
Люминесцентные лампы (ртутные НД) представляют собой
цилиндрическую стеклянную трубку, внутренняя поверхность
которой покрыта тонким равномерным слоем люминофора. По
обоим концам трубки впаяны ножки с электродами. В лампах
дугового разряда применяются самокалящиеся катоды, которые
представляют собой вольфрамовые биспирали или триспирали,
покрытые слоем оксида. У некоторых типов электродов наряду
с активированной биспиралью имеются экраны той или иной
конструкции. В лампах тлеющего разряда используются холод-
ные катоды (см. гл. 9). На рис. 10.1 схематически изображены
основные типы современных ЛЛ.
После тщательной откачки и обезгаживания лампа напол-
няется небольшим количеством ртути и инертным газом до дав-
ления в несколько сот паскалей. В обычных ЛЛ в качестве
инертного газа используется аргон при давлении около 300 Па.
В последнее время разработаны ЛЛ, в которых для наполне-
ния использованы смеси инертных газов. Основное назначение
инертного газа состоит в уменьшении распыления электродов
Рис. 10.1. Общий вид основных типов ртутных люминесцентных ламп низко-
го давления:
а — лампа дугового разряда стартерного зажигания; б —лампа дугового разряда мгно-
венного зажигания; е — лампа тлеющего разряда
при работе лампы и облегчении зажигания разряда. Помимо
того, инертный газ оказывает существенное влияние также на
механизм излучения разряда и явления у катода.
Лампы включают в сеть при помощи специальных схем,
обеспечивающих надежное зажигание разряда и нормальный
режим работы.
После зажигания в лампе возникает разряд низкого давле-
ния в парах ртути и в наполняющем газе. Вследствие более
низких потенциалов возбуждения и ионизации ртути по сравне-
нию с аргоном или другими инертными газами ионизуются и из-
лучают практически только атомы ртути (см. гл. 3). Исключе-
ние составляют прикатодные области, где за счет наличия бы-
стрых электронов наряду со свечением ртути возникает также
свечение и ионизация инертного газа.
Ртутный разряд низкого давления является весьма эффек-
тивным источником резонансного излучения, лежащего в УФ-
части спектра. Излучение видимых линий очень незначительно,
и светоотдача разряда составляет не более 5—7 лм/Вт. Поло-
жение коренным образом меняется при наличии слоя люминофо-
ра. В этом случае УФ-излучение разряда поглощается слоем
люминофора и превращается им в полосу видимого или УФ-из-
лучения, выходящего из лампы. Спектр излучения ЛЛ состоит
из излучения люминофора, на которое накладывается линейча-
тый спектр ртутного разряда. Доминирующую часть потока из-
лучения лампы составляет излучение люминофора. Роль разря-
да сводится в основном к генерации УФ-излучения, возбужда-
ющего свечение люминофора. Применение различных люмино-
форов или их смесей дает возможность получать излучение
практически любого спектрального состава.
Люминесцентные лампы обладают значительно более высо-
кой световой отдачей, чем чисто ртутный разряд. Срок службы
современных Л Л ламп достигает 15 • 103 ч и более.
Существуют также ЛЛ с разрядом только в инертных газах,
без ртути. Люминофор возбуждается в них УФ-излучением раз-
ряда в инертных газах. Эти лампы имеют более низкую свето-
вую отдачу и поэтому не получили широкого применения для
общего освещения. Их применяют в специальных случаях, на-
пример для декоративного и рекламного освещения, для облу-
чений растений и т. п. Достоинством этих ламп является неза-
висимость режима от окружающей температуры и отсутствие
ртутц.
К числу наиболее важных параметров, определяющих тех-
нико-экономическую эффективность лампы, относят ее энерге-
тический КПД, срок службы и стоимость. Как ясно из принци-
па действия ЛЛ, ее энергетический КПД зависит от эффектив-
ности преобразования электрической энергии в УФ-излучение
разряда, а излучения разряда — в излучение слоя люминофора.
Коэффициент полезного действия и срок службы ламп являются
сложными функциями условий разряда, которые определяются
родом и давлением наполняющих газов или их смесей, силой
тока, формой колбы и ее размерами, а также явлениями у элек-
тродов. Исключительно большое влияние на срок службы и
КПД оказывают конструкция и технология изготовления элек-
тродов, рецептура и технология изготовления люминофора и
технология изготовления самой лампы. Коэффициент полезного
действия и продолжительность горения лампы весьма сильно
зависят также от внешних условий ее эксплуатации, таких, как
электрические характеристики включающего устройства, внеш-
няя температура, форма кривой тока и т. п.
Ввиду многообразия и сложности влияния всех этих факто-
ров на характеристики лампы отдельные зависимости приходит-
ся рассматривать изолированно от их взаимной связи. Но при
этом всегда надо помнить, что в реальных условиях работы
ламп изменение одного параметра влечет за собой изменение
почти всех остальных.
Первые образцы отечественных ЛЛ были созданы в 1936—
1940 гг. группой ученых и инженеров г. Москвы, работавших
под общим руководством академика С. И. Вавилова [1.1, 10.11-
Наиболее широкое применение получили ртутные ЛЛ, даю-
щие свет, близкий к белому или дневному. В настоящее время
они являются источниками света массового применения.
10.2. ИЗЛУЧЕНИЕ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
РТУТНОГО РАЗРЯДА В ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМПАХ
В этом параграфе основное внимание уделено столбу разря-
да, поскольку в нем происходит наиболее эффективное преобра-
зование электрической энергии разряда в излучение. При ма-
лых токах и давлениях ртутного пара (0,8—0,9 Па, или 0,006—
0,008 мм рт. ст) в излучение резонансной линии 253,7 нм пре-
вращается до 70% подводимой к столбу мощности, в то время
как на долю УФ-линий в области от 260 до 380 нм приходится
всего около 1—2%, а на долю видимых линий — около 3—4%.
Поэтому основное внимание уделялось изучению резонансного
излучения.
Для разработки эффективных ЛЛ необходимо прежде всего
знать зависимость КПД выхода резонансного излучения от
условий разряда, к которым относят (см. гл. 3 и 6) давление
паров ртути, силу тока, его частоту и форму, диаметр разрядной
трубки, ее температуру, состав и давление наполняющих инерт-
ных газов.
Коэффициент полезного действия резонансного излучения
с единицы длины столба равен:
Г] (^рез) ©1ст (Тфез) /Л 1ст ’Ф1ст (Т^рез) Ik-xiEI,
У ртути, как известно (см. гл. 2), две резонансные линии с дли-
нами волн 253,7 и 184,9 нм (строго говоря, линия 253,7 нм яв-
ляется интеркомбинационной).
Имеется много работ, в которых экспериментально исследо-
вались излучение, электрические, тепловые и другие характери-
стики столба ртутного разряда НД в зависимости от условий
разряда1. Однако в большинстве из них нет полного набора
данных, необходимых для определения т]Рез в широком диапа-
зоне изменения условий разряда. Наиболее полные и система-
тические экспериментальные данные при изменении условий
разряда в широких пределах были получены И. М. Весельниц-
ким [10.3]. Он раздельно измерил относительное излучение ли-
ний 253,7 и 184,9 нм в трубках с внешним диаметром 19, 25, 38,
54 мм при токах от 0,1 до 5 А для наполняющих газов — неона,
аргона, криптона и ксенона при четырех давлениях: 9, 67, 267
и 530 Па (0,07; 0,5; 2 и 4 мм рт. ст.) и давлениях паров ртути,
соответствующих максимальным значениям излучения линии
253,7 нм для каждого рода газа и диаметра трубки. Для этих
же условий были измерены градиенты потенциала и катодные
падения. Полные данные приведены в приложении.
Измерения проводились на специально разработанных им эксперимен-
тальных лампах в виде трубок из кварцевого стекла, для каждой из которых
1 Обстоятельный обзор и библиографию см. [3. 3].
измерялся коэффициент пропускания излучения линий 253,7 и 184,9 нм. Каж-
дая лампа указанных выше диаметров имела по четыре одинаковых боковых
отростка, расположенных по концам лампы и по длине на равных расстоя-
ниях. В них располагались электродные узлы с отдельными выводами от трех
оксидированных катодов и окружающего их цилиндрического анода Такая
конструкция служила для измерения удельной мощности, катодного падения
на каждом катоде и градиента потенциала.
Раздельное измерение излучения линий 253,7 и 184,9 нм производилось
при помощи специальных вакуумных фотоэлементов в кварцевом стекле.
Излучение линии 253,7 нм измерялось фотоэлементом с катодом, покрытым
слоем магния, и с внешним фильтром УФС-1, а линии 184,9 нм —с теллуро-
вым катодом. Каждый фотоэлемент помещался в специальный тубус, при-
паянный в центральной части трубки, и непосредственно соприкасался со
стеклом трубки-лампы.
Давление паров ртути поддерживалось во время измерений на заданном
уровне путем поддержания требуемой температуры в специальном отростке
со ртутью. Вся лампа погружалась в водяную баню, температура которой
поддерживалась на 10 °C выше, чем в отростке.
Измерения проводились на переменном токе с промышленной частотой
50 Гц. Значения PiC1 находились как разность Рл одной лампы в одинаковых
условиях разряда, отличающихся длиной столба. Погрешности, вызываемые
различными характеристиками катодов, исключались путем измерения <7К
для каждого катода. Градиент потенциала в целях исключения этих погреш-
ностей определялся по формуле
Е—Р 1ст/^ст/.1,
где kCT — коэффициент мощности столба.
При определении Ф1ст(А;) принималось, что коэффициент пропорциональ-
ности между фототоком и потоком излучения соответствующей линии не за-
висит от условий разряда. Абсолютирование потоков проводилось по изме-
рениям Б. Бэрнса 1960 г. (см. [0 9]).
Точность определения градиента потенциала составляет около +4—5 %.
Точность определения потока излучения вряд ли лучше +7—8 %, особенно
для условий разряда, далеких от тех, при которых проводилась абсолюти-
зация, главным образом из-за непроверенности предположения о постоянстве
коэффициента пропорциональности между фототоком и потоком.
Вообще следует иметь в виду, что условия в экспериментальных лампах
заметно отличаются от условий работы реальных ЛЛ. Так, отличаются усло-
вия распространения излучения в кварцевой трубке и в ЛЛ при наличии слоя
люминофора, различны и условия теплообмена и т. п. С этой точки зрения
представляют интерес обширные экспериментальные данные для ЛЛ в усло-
виях, соответствующих реальным, полученные А. С Федоренко [3.3].
В данное время имеется возможность, пользуясь приведен-
ной в § 3.5 замкнутой системой уравнений, рассчитывать элект-
рокинетические, электрические, энергетические и другие харак-
теристики столба разряда в ЛЛ и предсказывать их поведение
Рис. 10.2. Зависимость удельных
потоков излучения резонансных и
некоторых других спектральных
линий ртути от температуры стен-
ки разрядной трубки при 7=
=0,4 А, Раг=400 Па по измере-
ниям М. Коэдама, А. Крюитгофа,
Д. Рименса (1967 г.):
1 — излучение столба; 2 — 253,7 нм;
3—184,9 нм; 4 — 435,8; 5 — 546,1; 6 —
407,7; 7 — 365,0; 8 — 577/591 нм
в широком диапазоне изме-
нения условий разряда. В
Мордовском государствен-
ном университете отлажена
программа на языке ФОР-
TPAH-IV для ЕС ЭВМ и
проведено много расчетов.
Сравнение их с эксперимен-
тальными данными показа-
ло удовлетворительное согласие
Излучение резонансных линий
вий разряда. На рис. 10.2 представлена типичная зависимость
потока излучения резонансных и некоторых других линий ртути
от давления паров ртути рн§=/г(^хол) при постоянных значени-
ях d2, I и ри.г. Наличие максимума в излучении резонансных
линий, более сильно выраженного у линии 254, объясняется дей-
ствием противоположных факторов: с одной стороны, с ростом
концентрации атомов ртути растет излучение, с другой стороны,
те].
ртути в зависимости от усло-
падает электронная температура и растет число вторичных про-
цессов, что вызывает падение излучения (см. гл. 3). Положение
максимума слабо зависит от условий разряда.
На рис. 10.3 в качестве примера представлена часть экспе-
риментальных зависимостей Ф1СТ (254) и Фют (185) от силы то-
ка для различных наполняющих газов при постоянных значе-
ниях d2, рк.г и pHg(£xc»i), соответствующего максимальному зна-
чению Фит (254) [10.3] (см. приложение).
Анализ приведенных данных показывает следующее:
1. С уменьшением атомной массы наполняющего газа излу-
чение обеих линий возрастает (при одинаковом токе и давле-
нии паров ртути), что объясняется ростом электронной темпе-
ратуры в разряде.
2. С ростом тока излучение обеих резонансных линий снача-
ла возрастает почти линейно, а затем замедляется, приближа-
ясь к насыщению. Чем меньше молекулярная масса инертного
газа Ми.г, тем при больших токах наступает насыщение и тем
больше мощность излучения. Такой ход объясняется тем, что
с ростом тока возрастает роль вторичных процессов и разряд
приближается к равновесию между ударами I и II рода, а из-
лучение— к величине, определяемой электронной температурой,
которая тем больше, чем меньше Л4и.г (см. гл. 3).
3. Рост отношения ф1ст (185)/Ф1ст (254) с ростом тока и дав-
ления паров ртути объясняется тем, что в возбуждении линии
Рис. 10.3. Зависимость удельных потоков излучения, Вт/см, резонансных ли-
ний ртути 254 и 185 им от силы тока для разных инертных газов при d2-=
=25 мм, ри.г=267 Па и 7ХОл, соответствующей оптимуму линий 254 нм [10.31
185 нм начинают играть заметную роль ступенчатые переходы
63Po,i,2-»'6IPi. Такое явление отчетливо наблюдалось для сингу-
лентной резонансной линии кадмия [10.4]. С уменьшением ди-
аметра трубки возрастает Е и Те и вместе с тем существенно
возрастает Ф ICT (185)/Ф1СТ (254).
Влияние инертного газа на резонансное излучение ртутного
разряда НД. Добавление к чисто ртутному разряду инертных
газов приводит к значительному увеличению выхода обеих ре-
зонансных линий ртути и особенно линий 254 нм (рис. 10.4).
Объясняется это тем, что при введении инертного газа, во-пер-
вых, резко уменьшается длина свободного пробега электронов
и снижается электронная температура; поэтому для поддержа-
ния того же тока необходимы большие концентрация электро-
нов и величина градиента; во-вторых, наблюдается более слож-
ный механизм излучений линии 254 нм, связанный с перехода-
ми метастабильных атомов ртути на излучающий уровень
[10.1, 0.9].
Зависимость КПД резонансного излучения ртути от давле-
ния инертного газа см. в § 10.4.
Роль метастабильных атомов ртути в механизме излучения
линии 254 нм [10.1]. В чисто ртутном разряде НД вероятность
диффузии метастабильных атомов к стенкам трубки превосхо-
дит вероятность их соударений с электронами, в результате ко-
торых они могут перейти в другое энергетическое состояние.
Поэтому практически вся энергия разряда, идущая на возбуж-
дение метастабильных атомов, переносится ими к стенкам труб-
ки, где бесполезно превращается- в тепло. Введение инертного
газа до давления в несколько сот паскалей повышает давление
в лампе в сотни раз. Примерно во столько же раз уменьшаются
длина свободного пробега метастабильных атомов ртути и ко-
эффициент их диффузии к стенкам трубки (7)MHg ОнЕ/ри.г) •
Вследствие этого резко возрастает вероятность их соударений
с электронами, в результате которых они могут переходить на
излучающий уровень [10.2].
Роль переходов между уровнями 63Р, приводящих к повы-
шению выхода линии 254 нм, может быть оценена по форму-
лам, приведенным в гл. 3.
Расчеты К. Кенти [2.6] показали, что в столбе ЛЛ 40 Вт
примерно 2/3 наблюдаемого излучения линии 253,7 нм, 2/3 из-
лучения видимого триплета и 3/4 излучения группы линий
365 нм обусловлены ступенчатыми переходами через уровни
63Р; переизлучение приводит примерно к 70-кратному увеличе-
нию эффективной продолжительности жизни на уровне 63Pi
(рис. 10.5).
В результате при добавлении аргона около 80—85% обще-
го количества атомов, возбужденных до уровней 63P2,i,o, при-
нимает участие в излучении линии 254 нм и только 20—15%
Интенсивность, отн.ед,
Рис. 10.4. Зависимость сил излучения
резонансных линий ртути 185 и
254 нм от давления паров ртути и от
добавления аргона (530 Па), d2=
=32 мм, 1=0,3 А [10.2]
Рис. 10.5. Количественная роль основ-
ных процессов в люминесцентной
лампе мощностью 40 Вт:
сплошные стрелки — удары I и II рода;
волнистые — выход излучения (за исклю-
чением встречных стрелок переизлучения);
одна сплошная стрелка соответствует
3-1016 переходам в I с на 1 см длины
столба; пунктирные — десятые доли этой
величины (указаны у стрелок). Ширина
уровней пропорциональна концентрациям
на иих
Рис. 10.6. Зависимость градиента потенциала Е от силы тока (f=50 Гц) в
трубках разного диаметра в аргонно-ртутном разряде при двух давлениях
аргона и /хол=40ч-44 °C [10.3]:
------------------------------267 Па;-------- 530 Па
возвращается в нормальное состояние в результате ударов
II рода.
Поскольку эффективные сечения для ионизации из возбуж-
денных состояний 63Р на порядок величины больше, чем из нор-
мального состояния 6‘S0, в условиях ЛЛ практически вся иони-
зация происходит из состояний 63Р, причем в основном из 63Р2,
гак как на этом уровне имеет место относительно наибольшая
концентрация.
Аналогичным путем может быть решена задача и для дру-
гих наполняющих газов.
Как следует из теории (см. гл. 3), чем больше вероятность
соударения метастабильного атома с электроном по сравнению
с вероятностью его диффузии к стенкам трубки, тем меньше
должна сказываться роль инертного газа на выход излучения
линии 245 нм. Опыт хорошо подтверждает этот вывод. Так,
например, в области больших давлений ртути добавление арго-
на уже практически не вызывает увеличения выхода излучения
254 нм. Аналогичным образом должно влиять и повышение си-
лы тока.
Градиент потенциала. На рис. 10.6 приведена в качестве
примера типичная зависимость эффективного значения гради-
ента потенциала от тока (при частоте 50 Гц) для трубок раз-
ного диаметра, а на рис. 10.7 — от тока для разных наполняю-
щих газов при постоянных значениях остальных условий раз-
Рис. 10.7. Зависимость градиента потенциала Е от силы тока I (f=50 Гц)
для разных наполняющих газов при ря г 530 и 267 Па, d2=25 мм и /хол=
=404-44 °C:
— -|-----ря г=530 Па; — ф-------267 Па [10.3]
ряда. Зависимости градиента потенциала от тока в аргонно-
ртутном разряде в трубках диаметрами 10 и 15 мм приведены
на рис. 13.6.
С ростом тока, диаметра и молекулярной массы газа Ми.г
градиент потенциала уменьшается, поскольку растет вероят-
ность ионизации и уменьшается вероятность диффузии заряжен-
ных частиц к стенке (см. гл. 3). Зависимость от давления напол-
няющего газа имеет более сложный характер. Уменьшение
давления Ne приводит к уменьшению градиента. Уменьшение дав-
ления Аг, Кг и Хе при малых токах вызывает уменьшение гра-
диента, причем тем большее, чем больше диаметр; при боль-
ших токах, наоборот,— увеличение, причем тем большее, чем
меньше диаметр. Более полные данные см. в приложении.
ным наполнением от to для нескольких диаметров; /=0,4 А [3.3]
При увеличении Дол (т. е. давления паров ртути) от 20 до
60 °C градиент потенциала падает, при этом более сильное па-
дение наблюдается в трубках малого диаметра (рис. 10.8).
Градиент потенциала в смеси газов при решении инженер-
ных задач можно рассчитывать по простой эмпирической фор-
муле [10.5]:
ECM~niEi+n2E2, (Ю.1)
где rtj,2 — относительные концентрации частиц в смеси, Et и
Е2 — градиенты потенциалов в столбе соответственно в первом
и втором газе с парами ртути. Остальные параметры предпо-
лагаются неизменными. Формула хорошо согласуется с экспе-
риментальными данными Т. Вербика и Дропа для смеси Ne с
Аг [10.6] и В. Бооса для смеси Кг с Аг [10.7], хотя теоретиче-
ски не может быть обоснована.
Анодно-катодное падение потенциала. Эксперименты пока-
зывают, что у ламп с самокалящимися катодами обычного ти-
па расчетное значение (7а.к, полученное путем экстраполяции
прямых ил—f(lcr) к /Ст=0, лежит в пределах от 12 до 20 В в
зависимости от силы тока, типа катода и других условий. По-
этому для большинства практических расчетов ламп обычного
типа можно принимать (Д.к не зависящим от силы тока и счи-
тать его равным 16—18 В. При расчетах коротких ламп, у ко-
торых Ua.vJUn велико, следует более тщательно выбирать зна-
чения Ua.K. В ЛЛ стандартного типа на катодное падение при-
ходится от 10 до 15 В, а на анодное — от 3 до 6 В. При специ-
Рис. 10.9. Зависимость катодного падения потенциала UK от рода и давления
инертного газа при pHg=0,8-?l,3 Па [(6—10)ХЮ-3 мм рт. ст.] [10.3]
альной конструкции электродов с большой поверхностью ано-
да околоанодное падение можно снизить до 1—0,5 В, что дает
заметное уменьшение околоэлектродных потерь (см. гл. 9). При
расчете падения напряжения на лампе с подогревными катода-
ми необходимо учитывать также падение напряжения в части
катода от катодного пятна до сетевого провода. Катодное па-
дение растет с уменьшением молекулярной массы наполняюще-
го газа и его давления (рис. 10.9), особенно ниже 150 Па (около
1 мм рт. ст.).
Катодное падение зависит от конструкции катода и его
эмиссионных свойств, а также от силы тока. С ростом тока ка-
тодное падение слегка уменьшается, но это происходит до тех
пор, пока ток разряда меньше или равен току эмиссии. Когда
ток разряда начинает превосходить ток эмиссии, UK вновь воз-
растает. Дополнительный подогрев катода значительно снижа-
ет величину околокатодного падения (см. гл. 9).
У ламп с холодными катодами анодно-катодное падение по-
тенциала составляет 60—150 В в зависимости от конструкции
и материала электродов, наполнения и условий разряда (см.
гл. 9).
10.3. СЛОЙ ЛЮМИНОФОРА В ЛАМПЕ
Общая картина работы слоя в ЛЛ. Слой люминофора на-
ряду с разрядом играет определяющую роль в работе ЛЛ.
В ЛЛ обычного типа он представляет собой полностью замкну-
тую полость, свечение которой возбуждается изнутри. Поток
люминесценции лампы ФЛЮм складывается из части первона-
чально возбужденного потока, прошедшего через слой люмино-
фора наружу, ФЛюм1 и части отраженного внутрь лампы перво-
начального возбужденного потока ФЛюм2, умноженного на ко-
эффициент многократных отражений и коэффициент пропуска-
ния слоя:
Флюм = ФЛЮМ1 + ФЛЮМ2 , (Ю.2)
1 Рлюм
где тЛюм и рлюм — соответственно коэффициенты пропускания и
отражения слоя люминофора для люминесценции. Если тЛЮм и
рЛюм зависят от длины волны, то второй член выражения (10.2)
примет вид
УфлюмЛ^т^)-^- (10.3)
*1
Общий поток излучения ЛЛ равен сумме вышедших потоков
люминофора и видимых линий ртути:
фл = Флюм + У Фрт U) . (10.4)
1—р(Х)
X вид
где Фрт — потоки излучения видимых линий ртути; т(Х) и р(Х)—
коэффициенты пропускания и отражения слоя для соответству-
ющих линий.
Поскольку в ЛЛ излучение видимых ртутных линий состав-
ляет не более 10—13% излучения люминофора, в первом при-
ближении достаточно рассмотреть только выражение для ФЛюм-
Считая, что слой излучает диффузно и что яркости АЛюм1 и
ЕЛюм2 равномерны по всей поверхности лампы, получаем
®ЛЮМ ^ЛЮМ
ДлЮМ1
тлЮМ
'ЛЮМ2 . —
1 Рлюм
(Ю.5)
где Хлюм — площадь поверхности слоя люминофора.
Задача, таким образом, сводится к нахождению значения
1-ЛЮМ2, Тлюм и рлюм для плоского слоя в зависимости от его ха-
рактеристик. Как было показано в гл. 8, для многих практиче-
ских расчетов с ЛЛ можно допустить, что излучение люминес-
ценции возникает не во всем объеме слоя, а в очень тонкой
пленке, примыкающей к его внутренней поверхности.
Тогда
^уф(^)
ф 1дю¥
^Л’ОМ —
1-Рлюм
ZJ 1 „ ,пТ(^)фуф«. (Ю.6)
£=25Н 185
Ниже приведены в качестве примера значения коэффициен-
тов а, р и т для стандартного слоя люминофора в УФ и види-
мой (люминесценция) областях спектра.
Величина Ультрафиолетовое излучение (УФ) Видимый свет (люминесценция)
т 0,001 0,44
Р я 0,20 0,54
а 0,80 0,02
Как и следует для нормальной работы, слой люминофора
сильно поглощает УФ и очень слабо видимое излучение. Замет-
ное значение имеют рУф и рЛюм-
а-
Влияние качества люминофора и технологии изготовления ламп на све-
товую отдачу. В современном производстве ЛЛ в целях снижения потерь
световой отдачи при изготовлении ламп применяют термостабильные безраз-
мольные люминофоры, не теряющие яркость при нагреве во время термообра-
ботки и имеющие оптимальный гранулометрический состав за счет специаль-
гой технологии изготовления и поэтому практически не требующие размола.
Суспензию приготовляют на водорастворимых связующих (биндерах), вместо
биндеров на смолах и лаках, что позволяет исключить операцию выжигания
биндера и. устранить пожароопасность и вредность, связанные с применением
лаков и смол. Для увеличения адгезии слоя к стеклу применяют полив стекла
специальными веществами н добавки в суспензию.
Чтобы получить плотно упакованный слой, имеющий малую сорбцию рту-
ти (см. § 11.4), люминофор должен иметь определенный гранулометрический
состав. Количество крупных (14 мкм и более) и мелких (меньше 3 мкм)
зерен не должно превышать 15—20 % (по массе), так как крупные зерна
легко осыпаются, а мелкие уменьшают КПД (см. ниже).
С увеличением времени размола, применяемого для получения требуемого
гранулометрического состава люминофора, падает световая отдача. Это паде-
ние связано с несколькими причинами. Размол приводит к раздроблению кри-
сталлов люминофора, в результате чего резко ухудшается его термостабиль-
ность, возрастают потери яркости от взаимодействия люминофора с ионами
натрия, диффундирующими из стекла в слой, и появляется излишнее количе-
ство мелких частиц, что вызывает снижение КПД слоя из-за большого рас-
сеяния (см. ниже).
Причины, вызывающие падение световой отдачи в процессе горения ламп,
кратко рассмотрены в § 10.7 и 11.4. Более подробно о технологии производ-
ства Л Л см. в [9.13, 10.9].
Таблица 10.1
Толщина слоя, мг/см2 2 3 4 5 6 8
Световая отдача, °/о 96,0 99,5 100 99,5 98 92
Определение оптимальной толщины слоя люминофора (см.
§ 8.2, 8.3). В условиях производства оптимальную толщину
слоя, соответствующую максимальной световой отдаче, подби-
рают экспериментально путем изготовления опытных партий
ламп с различной толщиной и массой слоя и измерения их све-
товых отдач. В результате подобных измерений было установ-
лено, что оптимальная толщина слоя люминофора при обычном
размоле и лаковом способе нанесения люминофора ГФК [10.9]
лежит в пределах 4—5 мг/см2. О характере зависимости свето-
вой отдачи лампы от толщины слоя люминофора дают пред-
ставление цифры, приведенные в табл. 10.1
Контроль толщины люминофорного слоя в производствен-
ных условиях осуществляется на специальных приборах [0.9,
10.9].
Рассеяние излучения на мелких частицах люминофора. Мелкие частицы
вызывают более сильное рассеяние излучения в слое и повышают коэффи-
циент его отражения, а это ведет к увеличению потерь УФ-излучения за счет
того, что большая его доля отражается обратно в разряд, где оно частично
теряется при диффузии из-за тушащих соударений.
Величину потерь можно оценить, определив коэффициент использования
Л Уф. Для люминофорного слоя можно принять тУф=0. Тогда, подставив
в (8.25) аУф=1—рУф и б'Уф=1, найдем
Луф —
1 Руф
1 Руфбуф
(Ю. 7)
Из формулы (10.7) следует, что чем больше руф и чем меньше 6Уф, тем боль-
шая доля возбуждающего излучения пропадает бесполезно и тем ниже ЛУф
и т]л. В предельном случае при буф=0 ЛУф=1—руф. При 6уф=1 Луф=1 неза-
висимо от значения рУф.
Значение буф в ЛЛ определяется условиями диффузии отраженного от
слоя резонансного излучения ртути через разряд. При отсутствии тушащих
соударений вУф=1, так как, несмотря на переизлучение, все фотоны, отражен-
ные от слоя, вновь достигают слоя без потерь. Чем больше вероятность ту-
шащих соударений, тем больше потери, тем меньшая часть диффундирующего
излучения вновь достигнет слоя и тем меньше будет бУф. Разные авторы при-
нимают для буф значения в пределах от 0 до 0,6 (см. [0.9]).
Внутренняя и наружная яркости слоя люминофора. Наруж-
ная LHap и внутренняя LBH яркости слоя люминофора равны:
^ар = ^,о-1,1 + ^юм2-2^; ^Н = ЬЛЮ.„2—-1---------. (10.8)
1 Рлюм * Рлюм
Отсюда, пренебрегая небольшим поглощением излучения лю-
минесценции в слое (рлюм+тлюм= 1), получаем
^нар/^вн^ [ (7.люм1/^-люмг)+ 1]Тлюм- (10.9)
Обычно в лампах тлюм~ 0,34-0,5, а Ьлюм1/ЬЛЮм2=0,84-0,7. Сле-
довательно, (£нар/£вн) ~ 0,54-0,7, т. е. внутренняя яркость при-
мерно в 1,5—2 раза больше наружной. Это явление нашло при-
менение в специальных щелевых ЛЛ (см. гл. 11).
Использование более высокой внутренней яркости слоя лю-
минофора не может дать выигрыша в световой отдаче, посколь-
ку для использования этой яркости надо сделать размеры щели,
т. е. части лампы, не покрытой люминофором, достаточно боль-
шими, чтобы использовать внутренний световой поток, но с уве-
личением размеров щели уменьшается коэффициент использо-
вания УФ-излучения, а следовательно, и световая отдача лам-
пы. При сравнительно узких щелях небольшой проигрыш в ис-
пользовании УФ-излучения может быть скомпенсирован повы-
шением КПД слоя при его работе на отражение.
Спад яркости свечения у концов лампы [0.9]. К концам лам-
пы наблюдается спад яркости свечения, вызванный спадом ин-
тенсивности резонансного излучения и уменьшением эффекта
многократных отражений.
Падение яркости к краю слоя люминофора только за счет
уменьшения коэффициента многократных отражений легко рас-
считать, если представить себе длинную ЛЛ, покрытую слоем
люминофора на половину длины. Наружная яркость слоя непо-
средственно у края слоя будет равна:
ЬнарС) Т (10.10)
L (1— 0,5рЛ1ОМ) I
В зависимости от полярности электродов наблюдается не-
сколько различное распределение излучения по длине лампы
вблизи электродов. В анодный полупериод столб, являющийся
основным источником резонансного излучения, подходит почти
вплотную к электроду. В катодный полупериод столб отступа-
ет от катода на расстояние около dTP. Поэтому яркость свече-
ния трубки у катодного конца ниже, чем у анодного
(рис. 10.10). При работе ламп на переменном токе эта карти-
на меняется в соответствии с полярностью электродов. По ука-
занной причине вблизи концов лампы наблюдается более глу-
бокая пульсация свечения с частотой питающего напряжения.
Рис. 10.10
Рис. 10.11
Рис. 10.10. Распределение яркости в приэлектродных частях ЛЛ диаметром
25 мм (постоянный ток):
1 — анодный конец; 2 — катодный конец
Рис. 10.11. Спектры излучения люминофоров галофосфатов кальция разных
марок:
1 — для ЛЛ ЛД; 2 — ЛХБ; 3 — ЛБ; 4 — ЛТБ
Применяемые типы люминофоров и их характеристики при-
ведены в § 11.2. Здесь кратко рассмотрим характеристики двух
наиболее важных в настоящее время классов люминофоров.
Галофосфат кальция (ГФК), активированный сурьмой и
марганцем [8.4, 8.5], в настоящее время наиболее широко при-
меняется в осветительных ЛЛ общего назначения. Его излуче-
ние состоит из двух широких частично перекрывающихся спект-
ральных полос: более узкой полосы излучения марганца с мак-
симумом около 580—590 нм и более широкой полосы излуче-
ния сурьмы с максимумом около 480 нм. Путем изменения со-
отношения интенсивности этих полос можно в широких преде-
лах изменять спектральный состав излучения люминофора.
На рис. 10.11 показаны спектры излучения ГФК различных ма-
рок, выпускаемых промышленностью. Изменение спектра до-
стигается в основном путем изменения концентрации марганца
и отношения содержания фтористого и хлористого кальция,
причем их содержание сравнительно мало сказывается на КПД
излучения.
Основным фактором, определяющим КПД излучения ГФК,
является концентрация сурьмы, поскольку она одновременно
является источником излучения синей полосы и сенсибилизато-
ром излучения марганца. Очень важное значение для качества
люминофора имеет также форма соединений, которые она об-
разует в люминофоре. Наличие несвязанной сурьмы снижает
световую отдачу и стабильность люминофора во время изготов-
ления и работы ламп.
Важное значение для качества люминофора имеет соотно-
шение количества основных и кислых оксидов, от которого за-
висит образование неактивного соединения сурьмы — антимона-
та кальция. Присутствие в люминофоре гидроксилапатита так-
же снижает его КПД и стабильность.
Вообще следует подчеркнуть, что квантовый выход ГФК рез-
ко падает при наличии в люминофоре посторонних примесей,
особенно тяжелых металлов. Их содержание не должно пре-
вышать 0,001% по массе.
Скорость спада яркости люминофорного слоя в ЛЛ увели-
чивается с ростом удельной нагрузки и плотности облучения.
Поэтому для ламп с высокой удельной нагрузкой вопрос повы-
шения радиационной стойкости люминофорного слоя приобрета-
ет особо важное значение (см. ниже и гл. 11).
Галофосфатные люминофоры (имеется в виду ГФК) выпус-
каются нескольких марок для изготовления ЛЛ типов ЛБ, ЛТБ,
ЛХБ и ЛД, отличающихся спектром излучения. Основные ха-
рактеристики ламп и люминофоров'приведены в гл. И. Для
ламп с улучшенной цветопередачей применяют смеси из не-
скольких люминофоров, характеристики которых даны также в
гл. 11. О спаде яркости люминофора в процессе горения ЛЛ
см. в § 10.7 и 11.4.
Люминофоры с узкополосными спектрами излучения (УПЛ).
Такие люминофоры были синтезированы в конце 70-х годов.
Они содержат редкоземельные металлы, которые входят либо
в состав основного вещества, либо являются активаторами.
В настоящее время синтезировано большое количество подоб-
ных люминофоров, дающих узкополосное излучение в синей, зе-
леной и красной частях спектра. Люминофоры применяются в
ЛЛ так называемого «нового поколения» с излучением,
сосредоточенным в трех (или двух) узких полосах спектра: си-
ней (450 нм), зеленой (540 нм) и красной (610 нм). Обсужде-
ние достоинств и недостатков такого спектра дано в гл. 11.
В табл. 10.2 приведены некоторые типы редкоземельных УПЛ
и их основные характеристики.
Главным достоинством этих люминофоров является значи-
тельно более высокая стабильность по отношению к облучен-
ности УФ-излучением 185 нм и к температуре при высоком
квантовом выходе, что позволяет применять их в ЛЛ умень-
шенного диаметра с высокой удельной нагрузкой и более высо-
кой облученностью (см. § 11.5 и 11.6). Серьезным недостатком,
сдерживающим их широкое применение, является значительно
более высокая цена по сравнению с ГФК.
Таблица 10.2
Марка люми- нофора Тип люминофора и его химическая формула Длина волны в максимуме нм max Полуширина по- лосы излучения» нм Квантовое отно- шение R (>) Относительная световая эффек- тивность V (?) 1 « 1 1 С я.
Л47 Алюминат бария, магния, акти- вированный европием (Ва Mg2, AI15O27: Eu2+) 450 40 0,564 0,038 -1,0
Л 48 Алюминат магния, активированный церием и тербием (MgAlnOis : Се3+, ТЬ3+) 543 8 0,468 0,917 0,80
Д49 Оксид иттрия, активированный европием (Y, Еи)20з или У20з : Еи3+ 611 5 0,415 0,49 0,95—1,0
Примечание. Возможны и другие соотношения компонентов и структуры.
ВНИИлюминофоров разработана люминофорная смесь
марки ФЛЦ-612-3500-1, состоящая из хлорфосфата стронция-
бария, активированного европием (ФЛ-447), ортофосфата лан-
тана-иттрия, активированного церием и тербием (ФЛ-543-1), и
оксида иттрия, активированного европием (ФЛ-612-1).
10.4. СВЕТОВАЯ ОТДАЧА И БАЛАНС ЭНЕРГИИ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП
Световая отдача ЛЛ определяется энергетическим КПД пре-
образования электрической энергии, подводимой к лампе, в из-
лучение разряда, возбуждающее люминофор, затем КПД пре-
образования возбуждающего излучения разряда в излучение
люминофора и, наконец, световым КПД выходящего излучения
люминофора и видимых линий ртути.
Начнем с оценки концевых потерь. Согласно гл. 6
Т]Гл — "Птст^, (10.11)
где g — концевые потери, равные:
g= (1—2А/Ф//св)/(1 + Па.к/Д/ст). (10.12)
Зависимость световой отдачи от напряжения на лампе и ее
длины. При постоянных значениях dTp, I, состава и давления
наполняющего газа и /хол можно считать, что т]уСт, Ua.K и Е
также остаются постоянными. Поэтому, как видно из формулы
(10.12) для с увеличением длины лампы увеличивается по-
требление мощности в столбе Рс-1=кя1Е1с-1, а относительная до-
ля концевых потерь уменьшается, и т]цл приближается к т]уст.
При расчетах по (10.12) можно принимать А/Ф а (14-1,2) dTP;
/св /1 2йц (Ац AS 1,2—1,4 см); /ст SA-/эл -^тр; Па. к AS 18 В;
(Пл—Паж)/Пт. Например, для 40-ваттной лампы в трубке
Диаметром 38 мм, имеющей Л а; 120 см, т]ул аО,84т]Уст, а . для
20-ваттной лампы в трубке диаметром 38 мм с Zi«59 см Ц1/л~
~ 0,74 т]уст-
Уменьшение концевых потерь для повышения световой отда-
чи особенно важно в маломощных лампах малой длины. Этого
можно частично достичь путем снижения Ua.K за счет опти-
мальной конструкции катодов и высокой термоэмиссии, а так-
же путем увеличения /Ст за счет уменьшения высоты ножек и
длины фарадеева темного пространства.
Световая отдача столба tjvct. Пользуясь формулами гл. 8,
найдем удельный световой поток столба:
Ф1ет V Ъ 680<Ял S Чк.в W Я W ЛуФ W Ф1« W +
Хуф
+ 680 2 7]СЛ (2ВИД) V(2^) Ф1СГ (Лвид), (10.13)
Хв!Д
где Ф1ст (7)—удельные потоки излучения ультрафиолетовых —
в основном резонансных — и видимых линий ртути в столбе;
V(Z.) — относительный коэффициент видности глаза; 680 —
максимальное значение спектральной чувствительности усред-
ненного глаза, лм/Вт; С — относительный коэффициент видно-
сти для используемого типа люминофора, равный:
J Флюм (A)V(Z)dz/ J Флюм(Л)а, (10.14)
ВИД вид
где флюм (А,) — спектральная плотность потока излучения люми-
несценции данного люминофора. Значения остальных величин
даны в гл. 8. Первый член (10.13) дает значение удельного све-
тового потока от слоя люминофора, а второй — от видимых ли-
ний ртути.
Деля Фиту на PiCr=knEI, получаем светоотдачу столба:
Чист = 680Ст]сл S ТЗв.в^уфТ^сг 4-680 2 Челест, (10.15)
X , X
уф вид
где Т|ст (Z.)—®ict(X)/7)ict; t]k.b, R, ^уф, У являются функциями X.
При данном типе люминофора и параметрах слоя зна-
чения величин С, т]сл, т]к.в, R и ЛУф остаются постоянными
так, что у]уст определяется зависимостью Т]ст(^) от условий раз-
ряда. Эти зависимости могут быть получены из эксперименталь-
ных данных о значениях Ф1СТ(^рез) и Е от условий разряда или
из теоретических расчетов, рассмотренных в гл. 3. Однако, как
уже указывалось, большинство экспериментальных исследова-
ний столба проводилось в условиях, существенно отличающих-
ся от реальных условий эксплуатации ламп (отсутствие слоя
люминофора, водяное охлаждение экспериментальных ламп
вместо воздушного, раоота на постоянном токе и др.). Точно
так же в большинстве теорий в целях доведения расчетов до
конца делался целый ряд упрощений (см. гл. 3). Кроме того,
для численного расчета надо знать фактические значения С,
Цел, т]к.в(М» Я (М’ -^уф(^) и 11ст(^) в конкретных условиях рабо-
ты лампы.
Поэтому на практике часто измеряют непосредственно све-
товые и электрические характеристики ламп и находят значе-
ния Г] ул и Т]уст-
Ниже приведены некоторые экспериментальные данные, ха-
рактеризующие зависимости световой отдачи от условий раз-
ряда.
Зависимость от tX0JI при постоянных значениях остальных ус-
ловий разряда dTp, 7, Ра.г имеет максимум, положение которого
для ламп 025—38 мм с аргонортутным наполнением при 1=
=0,24-0,6 А приходится на 7Хол~38ч-45°С (рис. 10.12). Причи-
ны, вызывающие появление максимума, см. в § 10.2, а также
в § 3.2. Положение максимума несколько зависит от состава и
давления наполняющего газа, диаметра трубки и силы тока
(см. [3.3]).
Зависимость от силы тока имеет максимум в области токов
0,1—0,4 А, а далее — падающий характер (рис. 10.13). Падение
объясняется ростом вторичных процессов с ростом тока, сни-
жающих КПД выхода резонансного излучения (см. § 10.2 и
гл. 3).
Зависимость от диаметра трубки при 7ХОл~40°С имеет срав-
нительно слабо выраженный максимум, положение которого с
ростом тока смещается в сторону меньших диаметров
(рис. 10.14).
Зависимость от давления и состава наполняющего газа. На
рис. 10.15 представлена зависимость Т]рез.ст от рАг для двух зна-
чений dTP при постоянных значениях dTP и 7ХОЛ- При уменьшении
Ри.г до некоторого значения световая отдача возрастает за счет
уменьшения числа тушащих и упругих соударений, достигает
максимума, а при дальнейшем уменьшении падает за счет
уменьшения переходов 63P2-^63Pi и увеличения скорости диф-
фузии метастабильных атомов к стенкам.
Зависимости т]уСт от состава наполняющего газа, оцененные
нами по формуле (10.15) и экспериментальным данным о зна-
чениях Ф1ст(^рез) и Е, показывают, например, что при ри.г=
=267 Па, с?2=25 мм, 7=0,3 А' и 7ХОл=404-45°С т]Ст в Аг„
Кг и Хе относятся как 1,13 :1,00 : 1,01 :1,01.
Зависимости от мощности в реальных условиях. Приведен-
ные выше зависимости относятся к условиям, при которых /хол
искусственно фиксировалась на заданном оптимальном уровне.
В реальных условиях эксплуатации температура трубки устанав-
Рис. 10.12. Зависимость световой отдачи Л Л от 1тр при нескольких значениях
тока:
а — dTp=25 мм; б — d.rp=38 мм;---------1 А;----------0,2 А. Световые отдачи
в максимуме совмещены
Рис. 10.13. Зависимость световой отдачи столба ЛЛ от силы тока для несколь-
ких диаметров трубки при /Хол=40°С и рАг=266 Па [3.3]
ливается в зависимости от удельной мощности лампы и условий
охлаждения, а температура холодной зоны, определяющая дав-
ление паров ртути, зависит также от конструкции лампы (см.
§ 10.5). На рис. 10.16 в качестве примера приведены значения
Фил и т]ул для лампы в трубке диаметром 38 мм при рдг=
=400 Па в зависимости от мощности при самоустанавливаю-
щейся и оптимальной температурах стенок трубки. Эти кривые
приблизительно подобны кривым потока излучения и отдачи ре-
зонансной линии 254 нм. Ход кривых Фул и цул объясняется
тем, что увеличение мощности (силы тока) приводит к росту
концентрации электронов и общего числа возбуждающих соуда-
рений. Одновременно увеличивается число вторичных процессов.
В результате с ростом мощности (тока) наблюдается общий
рост излучений и падение относительного выхода резонансного
излучения.
Рис. 10.14. Зависимость световой отдачи
ЛЛ от диаметра трубки при ^ХОЛ---
=40 °C, 7=0,4 А и рдг=400 Па
Рис. 10.15. Зависимость КПД резонанс-
ного излучения т]рез от давления арго-
на при двух значениях Pi Ст.'
/ — 0,33 Вт/см; 2—1,5 Вт/см; й2=33 мм;
<хол=40-5-45°C [10.3]; ------ —расчет;
------- — эксперимент
Из приведенных данных следует, что наибольшая светоотда-
ча имеет место при малых силах тока и /хол от 40 до 60 °C в
зависимости от условий разряда; при самоустанавливающейся
температуре стенок трубки, если она определяет /хол, повыше-
ние удельной нагрузки более чем в 2 раза против оптимальной
приводит к значительному снижению светоотдачи; принятое в
стандартных лампах давление аргона [около 400 Па
(3 мм рт. ст.)] не является оптимальным с точки зрения свето-
отдачи (выбор ри.г — см. § 10.7).
Баланс энергии ЛЛ. На рис; 10.17 представлен типичный ба-
ланс энергии 40-ваттной «белой» (Тцв=3500 К) ЛЛ. В резуль-
тате двойного преобразования энергии и связанных с этим по-
терь в видимое излучение превращается 20—22% подводимой
энергии. Остальные 80—78%—это различного рода потери:
концевые и околоэлектродные, тепловые потери в столбе раз-
ряда и в слое люминофора и др. Таким образом, энергетический
КПД ЛЛ всего в 1,5—2 раза больше энергетического КПД ЛН,.
в то время как ее светоотдача превышает светоотдачу ЛН.
в 5 раз.
Высокая светоотдача ЛЛ объясняется не только более высо-
ким энергетическим КПД, но и значительно более удачным по
сравнению с ЛН распределением излучений в видимой части
спектра. Еще более высокую светоотдачу при том же энерге-
тическом КПД дают лампы с зеленым люминофором, полоса
излучения которого близка к максимуму кривой видности чело-
веческого глаза. Однако эти лампы непригодны для целей обще-
го освещения из-за плохой цветопередачи. В § 11.5 и 11.6 рас-
смотрен способ повышения световой отдачи и Ra при помощи
узкополосных люминофоров.
Представляет принципиальный интерес оценить предельно
достижимые КПД и светоотдачу ЛЛ.
Предельная световая отдача ЛЛ. Световая отдача ламп тем выше, чем
больше энергетический КПД преобразования электрической энергии в свето-
вую н чем ближе спектр излучения лампы к максимуму кривой видности
глаза.
Принципиальный предел энергетического КПД ЛЛ определяется кванто-
вым выходом люминесценции. Согласно закону квантового выхода на каждый
фотон поглощаемого излучения получается в лучшем случае только один
фотон излучения люминесценции. Отсюда при полном превращении подводи-
мой электрической мощности в излучение линии 254 нм и г]к.в=1 энергетиче-
ский КПД люминофора для преобразования излучения 254 нм в видимое
с эффективной длиной волны 540 нм был равен 254/540=0,47, для 450 нм —
0,56, а для 610 нм—0,41. Энергетический КПД при возбуждении линией
185 нм и qK.B=l соответственно в 254/185 = 1,4 раза меньше.
Фактический КПД ЛЛ снижается за счет целого ряда дополнительных
потерь, связанных с двойным преобразованием энергии. Сюда входят потери
около электродов, составляющие от 6 до 45 % подводимой мощности, тепло-
вые потери в столбе и излучение нерезонансных линий, на что расходуется
от 20 до 50 % мощности столба, потери в слое люминофора, зависящие от
квантового выхода, поглощения излучения люминесценции в слое и других
причин.
Воспользовавшись формулами (10.11)—(10.15), оценим предельные зна-
чения световых отдач столба и ламп в различных условиях.
Рассчитаем сначала максимальные значения световых отдач для стан-
дартных ламп белого света (ЛБ, 7’цв=3500 К) мощностью 15 н 40 Вт. При-
мем С=0,546, квантовый выход т)к.в=1, ЛУф=1 при возбуждении обеими ре-
зонансными линиями, 7?(254) =0,45, 7?.( 185) «0,33 и т]сл = 0,9. Беря значения
*]ст(ХРез) из экспериментальных данных (см. § 10.2), получаем
для лампы ЛБ 15
т]ст^680 • 0,546 • 0,9[ (0,45 -1-0,51)+(0,33 • 1 • 0,12) ]4 6%
=&76,7-|-13,2-|-6=s96 лм/Вт,
для лампы Л Б 40
т] 1/ст=к680 • 0,546 • 0,9| (0,45 • 1 • 0,61) -|- (0,33 • 1 • 0,1) 6^
^91,7-|-11,0-|-6^109 лм/Вт.
Первые цифры в суммах дают световую отдачу от возбуждения линией
254 нм, вторые — линией 185 нм и третьи — видимыми линиями ртути.
Соответственно максимальные световые отдачи лампы ЛБ равны:
ЛБ 15 Т]гл^(1—17/54)i]vcr%65,8 лм/Вт;
ЛБ 40 тщл^(1—17/104)t]vci%91,2 лм/Вт.
Из этого расчета видно, что при сделанных допущениях максимальная
светоотдача ламп ЛБ15 может достигать 66 лм/Вт, а ЛБ40 91 лм/Вт,
основную роль в возбуждении люминофора и светоотдаче играет линия
254 нм, вклад линии 185 нм в световую отдачу составляет у ламп ЛБ15
14 %, а у ламп ЛБ40 10 %. О повышении т|рез за счет обогащения ртути
изотопом 196 (см. с. 80).
Роль линии 185 нм в возбуждении люминофора и световой отдаче ламп.
В противоположность этому широко распространенному мнению В. А. Фабри-
кант и Ф. А. Бутаева на основе ряда экспериментов пришли к выводу, что
линия 185 нм играет значительно более существенную роль в возбуждении
люминофора в ЛЛ, так как при возбуждении некоторых люминофоров линией
185 нм наблюдается квантовый выход больше единицы, т. е. имеет место
«размен» крупного поглощаемого фотона на два-три более «мелких» фотона
люминесценции [10.1, 0.9]. Этот вывод имеет большое принципиальное зна-
чение. Значительная роль линии 185 нм в механизме ртутного разряда НД
была обнаружена В. А. Фабрикантом еще в 1938—1940 гг. (библиографию
см. в [10.1]). Позднее эти результаты были подтверждены Ф. А. Бутаевой
прямых измерений абсолютного квантового и энергетического выхода для
ряда применяемых люминофоров при их возбуждении линиями 185 и 254 нм.
Энергетический КПД ЛЛ можно было бы существенно поднять, если бы
удалось создать устойчивый люминофор с квантовым выходом больше едини-
цы при возбуждении линией 185 нм. Энергетические КПД преобразования
излучения люминофором при его возбуждении линиями с и относятся
как 2-ir]K.B(2.i)/X2i]K.B(2.2), поэтому уже при [т}к.Е(185)/rjK.B(254)]> 1,4 энерге-
тически было бы более выгодно возбуждать люминофор линией 185 нм.
Создание таких люминофоров открыло бы новые возможности для раз-
работки эффективных ламп с использованием коротковолнового излучения не
только ртути (185 нм), но и инертных газов.
Специальные исследования, проводившиеся во ВНИСИ В. В. Федоровым
и в ИФА АН ЭССР под руководством И. Б. Лущика, показали, что «размен»
одного кванта возбуждающего излучения на два и более квантов люминесцен-
ции в оптическом диапазоне спектра возможно осуществить в щелочно-галоид-
ных люминофорах (библиографию см. [10.9]). В них при достаточной величи-
не энергии возбуждения она может передаваться не активатору, а самой кри-
сталлической решетке люминофора. При этом один фотон возбуждающего
излучения создает две или более электронно-дырочные пары, которые затем
превращаются в два или более фотона рекомбинационного свечения. Однако
для реализации этого явления, называемого «фотонным умножением», в ще-
лочно-галоидных люминофорах необходима энергия' возбуждающих фотонов
не менее 15 эВ, так что энергия фотонов ртутной линии 185 нм недостаточ-
на. Кроме того, оказалось, что щелочно-галоидиые люминофоры непригодны
для использования в условиях разряда из-за быстрого спада яркости (см.,
например, [10.9]).
Возможности повышения световой отдачи за счет применения узкополос-
ных люминофоров. Эти люминофоры, как уже указывалось в § 10.3, имеют
высокий квантовый выход, приближающийся к единице, и, кроме того, за
счет наличия узких полос излучения в трех зонах спектра (450, 540 и 610 йм)
можно при той же цв добиться олее выгодного прео разования УФ-излу-
чения в видимое, чем с ГФК (см. §§ 11.5 и 11.6).
Использование нертутного разряда НД. Главные и принципиальные поте-
ри в ртутных Л Л связаны с низким квантовым отношением R(7.) (см. § 8.3).
Поэтому давно рассматривались возможности повысить квантовое отношение
за счет применения разрядов НД с более длинноволновым резонансным излу-
чением. С этой точки зрения представляет интерес разряд НД в парах кад-
мия. Структура спектра атомов кадмия такая же, как и у ртути, а длины
волн резонансных линий кадмия соответственно равны 326,1 и 228,8 нм.
Поэтому квантовые отношения оказываются больше, чем для ртути, в отно-
шении
Rcd/RHg^326/254^1,28 и 229/185^1,24 раза.
Во столько же раз в принципе может быть повышена предельная светоотда-
ча. В 1947—1948 гг. автор книги исследовал кадмиевый разряд НД, в том
числе в целях выяснения возможности создания люминесцентных ламп на
базе кадмиевого разряда НД. Из-за отсутствия подходящих люминофоров
создать эффективную лампу на этом принципе не удалось. Частично данные
о выходе резонансного излучения и градиенте потенциала были опубликованы
в первом издании этой книги в § 13.4 и [10.4]. В 70-х годах появилось не-
сколько публикаций по этому вопросу в отечественной и иностранной лите-
ратуре. Однако сведений о выпуске подобных ламп нет.
10.5. УРАВНЕНИЯ, СВЯЗЫВАЮЩИЕ ТЕПЛОВОЙ РЕЖИМ КОЛБЫ
С ЕЕ РАЗМЕРАМИ
Тепловой режим ЛЛ является одной из важнейших характе-
ристик, определяющих рабочее давление паров ртути в лампе,
а следовательно, все ее электрические и световые характери-
стики.
Зависимость давления паров ртути от температуры. В ЛЛ
ртуть вводится с избытком, так что при работе лампы всегда
имеется некоторое ее количество в жидкой фазе, конденсирую-
щейся на наиболее холодных частях лампы. Поэтому устанав-
ливающееся во время работы давление ртутного пара опреде-
ляется как давление паров, насыщающих пространство,— по
температуре наиболее холодной части лампы. При этом уста-
новлено, что холодный участок может занимать лишь неболь-
шую часть общей поверхности лампы.
В табл. 10.3 дана упругость насыщающих паров ртути в за-
висимости от температуры. Зависимость упругости насыщающих
паров ртути для более высоких температур дана в гл. 14. Сле-
дует подчеркнуть, что в случае насыщающих паров давление и
плотность являются весьма резкими функциями температуры.
Температура колбы. В лампах обычной конструкции наибо-
лее холодным участком является область столба (см. рис. 7.8).
Поэтому устанавливающееся в лампе давление паров ртути, а
Таблица 10.3
t, 'С т. к Давление ртутного пара, Па t, °C т, К Давление ртутного пара, Па
—20 253 3,06-10~5 + 140 413 246,7
0 273 2,67-10~2 + 160 433 557
420 293 0,169 + 180 453 1,17-10®
+40 313 0,845 +200 473 2,30-10®
+60 333 3,47 +250 523 9,92-10®
4 80 353 12,1 +300 573 3,29-Ю4
+ 100 373 36,9 +356,6 629,6 1,01-10е
+ 120 393 100,2 +400 673 1,52-10®
следовательно, все ее электрические и световые характеристики
определяются температурой трубки в области столба /тр- Спе-
циальные конструкции ламп имеют удлиненные ножки. В них
наиболее холодным местом лампы, определяющим давление па-
ров ртути, являются заэлектродные участки. Поскольку в ЛЛ
перепад температуры в стенке трубки (ЛТр—^2тР) намного мень-
ше перепада между внешней поверхностью и окружающей сре-
дой (/2т₽—to), расчет следует вести для /2тр и d2Tp, связь между
которыми определяется соотношением (см. § 7.5)
Пет Л 1ст — ^?2трЛ^2тр, (10.16)
где аСт — доля мощности столба, идущая на нагрев трубки;
?2тр — удельные тепловые потери трубки в области столба.
При работе в условиях естественной конвекции (см. гл. 7)
<?2Тр - М+°р25 (ДО1 ’25 + ++ Г2ТР - 7?). (10.17)
На рис. 10.18 приведены значения ?2тр(0 для трубок разного
диаметра (Д—3,8-10~4).
Толщина стенки трубки 6Tp=(d2TP—t/iTp)/2 выбирается, ис-
ходя из конструктивно-технологических соображений (механи-
ческая прочность, требования технологии вытяжки, экономия
Рис. 10.18. Удельные потери с по-
верхности стеклянных трубок различ-
ного диаметра в зависимости от их
температуры при естественном ох-
лаждении (1о=20°С):
----- — общие;----------потери от теп-
лового излучения
материала и т. п.) и составляет от ,8 до 1,5 мм. тсюда нахо-
дим dvrP и Лт₽- Расчеты по формулам § 7.5 показывают, что
(/1тр—^2тР) составляет обычно доли градуса и поэтому может
не учитываться. Точно так же ввиду близости d2TP и diTp разни-
ца между ними в большинстве расчетов может не учитываться.
Исключение составляют лампы в трубках малого диаметра
(меньше 16 мм).
Определение коэффициента аст:
#ст = 1 ^сл Г zB Y ^уф (^i) 'IctUOH- zB Чет (^вид) •
I ><.=254 и 185нм
L. I ВИД J
(10.18)
Обозначения величин те же, что и в § 10.4.
Подсчет для /2тр=48°С и тока 0,3 А приводит к значению
Ист 0,8.
Значение аст для ламп данного типа при изменении условий
разряда можно оценить по формуле (см. гл. 7)
^ст — 1 фТ]у ст, (10.19)
где ф— коэффициент пропорциональности, зависящий от рас-
пределения энергии по спектру и определяемый эксперимен-
тально.
Отступление от оптимальных условий приводит к падению
т]уст и увеличению аст. Однако оно невелико. Так, например,
при 7=1 А и £2тр=70°С получим аст»0,83. Поэтому для боль-
шинства практических расчетов ламп можно принять аСт~0,8.
Аналогичные расчеты для ртутных бактерицидных (в увио-
левом стекле) ламп показывают, что сСт~0,57. При этом рас-
чете было принято, что излучение видимых и нерезонансных
линий, проходящих через стекло, составляет 7%, коэффициент
пропускания стекла для линии 254 нм равен 0,6, а для линии
185 нм — 0.
Из уравнения значений аст для люминесцентной и бактери-
цидной ламп, работающих в одинаковых условиях разряда,
видно, что в случае ЛЛ аст почти в 1,5 раза выше. Это означает,
что при одинаковых удельных мощностях и условиях охлажде-
ния температура бактерицидной лампы будет существенно
ниже, чем ЛЛ такого же диаметра.
Упрощенные расчетные формулы и кривые для определения
температуры трубки. При небольших перепадах температуры
А/=/2—10, не превышающих 20—30 °C, с достаточной для прак-
тики точностью можно принять зависимость <72тр от А/ линейной:
?2тР«с'А/, (10.20)
где с' — коэффициент, слабо зависящий от диаметра трубки и
А/ (см. § 7.2).
Рис. 10.19. Температура стенок Л Л
различного диаметра в зависимости
от удельной электрической нагрузки
Ws при работе в спокойном воздухе
(fo=20°C):
О — экспериментальные точки для ЛЛ
&=38 мм
Рис. 10.20. Зависимость температуры
стенок стандартных ЛЛ различного
диаметра от тока (рАг=4004-530 Па)
Подставляя значение д2тр из (10.16) в (10.20), получаем уп-
рощенную расчетную формулу:
\ с / эта2тр
Приближенные значения Cd=ac^c' можно найти из выражения
cd^5104^,
где cGtp, см.
На рис. 10.19 приведены рассчитанные значения /2тр от w2 =
=Р1ст/лй2тР для трубок разного диаметра. Формулой (10.21) и
рис. 10.19 можно пользоваться только для расчета температуры
обычных ламп, работающих в спокойном воздухе при t0 от 4-20
до 4-40 °C. При to, отличном от 20 °C, ординату кривых
рис. 1.0.19 надо соответственно сместить. В других случаях сле-
дует пользоваться более общими соотношениями (см. гл. 7).
Приведем в качестве примера расчет зависимости температуры ^2тр от
силы тока I. Допустим, имеется лампа с заданным диаметром трубки d2Tp и
аргонортутным наполнением рАг=400-е-530 Па (3—4 мм рт. ст.), работающая
в спокойном воздухе с tc.
Задаваясь различными силами тока, по кривым рис. 10.6 находим
E(l, di-rp); из формулы Pic, =/г.л£7 находим Р1СГ, а по формулам (10.17) или
(10.21)—значение дгтр (или за2); затем по кривым рис. 10.18 или 10.19 на-
ходим значение f2TP.
На рис. 10.20 приведены рассчитанные таким путем зависимости f2TP
от / для ламп нескольких диаметров. При расчете было принято аст=0,8;
fc, = 0,9 и to=20 °C.
Ввиду малой толщины стенки стеклянной трубки (б«
«0,7 мм) по сравнению с ее диаметром для большинства стан-
дартных типов ЛЛ (d2= 19 мм и больше) использование в рас-
четах с?2тр или с?1тр приводит лишь к небольшим ошибкам. По-
этому в дальнейших записях формул этой главы диаметр труб-
ки часто записывается без индекса.
10.6. МЕТОДЫ РАСЧЕТА ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП НА ОСНОВЕ
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИЛИ РАСЧЕТНЫХ ДАННЫХ
Общие положения. Приведенные в § 10.2—10.4 зависимости
позволяют проводить различные варианты расчетов ЛЛ и их
сопоставление. При задании условий разряда, т. е. силы тока 1,
наружного и внутреннего диаметров трубки d2 и di, рабочего
давления паров ртути pHg, состава наполняющего инертного га-
за (СН) и рабочего давления наполняющего газа ри.т, из соот-
ношений § 10.2 и 10.4 однозначно определяются удельные ха-
рактеристики столба разряда: Е, <DiCT(185), Ф1СТ(254) и
Ф1ст(ХВид). Далее находим Ргст=кл1Е и т)с-г(Х) =Ф1ст(Х)/Р1СТ-
Задаваясь типом люминофора и полагая, что известны свойст-
ва люминофора и слоя (СЛС), по формулам гл. 8 и § 10.4 на-
ходим значения С, 7?(Х), т]к.в(Х), ЛУф и т]сл. Тогда по формулам
§ 10.4 можем рассчитать световые характеристики столба Ф1СТ
И Г] Уст==Ф1 Ист/7\ст*
Температура трубки в области столба £2тр определяется из
уравнения теплового баланса по формулам § 10.5. Для перехо-
да от удельных характеристик столба к параметрам лампы не-
обходимо задать расстояние между электродами /эл и восполь-
зоваться формулами § 6.1. Согласование электрических пара-
метров лампы с параметрами сети U, f (или вообще питающего
устройства) осуществляется через параметры ПРА. В случае
дросселя для этого должны быть определены 7ДР и гдр.
Таким образом, получается система связей, которая при за-
дании условий разряда (см. выше), СЛС, /эл, U, f и Рдр позво-
ляет однозначно определить начальные значения U„ и Рл, Фил,
*Пил, ^2тр» Рсу~-~ Рл+РДр, U3, коэффициенты нестабильности и
другие характеристики лампы.
Пределы изменения параметров, в которых могут вестись
расчеты, определяются изученными областями изменения неза-
висимых параметров (см. § 10.2—10.4).
Для определения спада светового потока в процессе работы
и полезного срока службы, который определяется в основном
спадом яркости люминофора, при инженерных расчетах исполь-
зуем соотношения § 10.7.
При расчетах будем считать, что для каждого типа ламп
конструкция и технология электродного узла отработаны так,
что при нормальных условиях эксплуатации он обеспечивает
продолжительность горения (тПолн) не менее (15—20) • 103 ч
(см. гл. 9). Изменение тПОлн при изменении условий эксплуата-
ции (силы тока, числа включений, tc и др.) будем учитывать по
данным § 10.7.
На практике обычно встречается необходимость решения за-
дач, в которых задаются частично входные, а частично выход-
ные параметры или требуется оценить влияние изменения одних
параметров на другие. Так, например, при расчетах стандарт-
ных ламп массового применения обычно задают мощность лам-
пы Рл, тип ЛЛ по спектральному составу, т. е. свойства люмино-
фора и, следовательно, слоя (СЛС), напряжение сети (127, 220,
380 В), температуру окружающей среды t0 и условия охлажде-
ния, набор стандартных длин Ц (см. рис. 10.1). Этим исходным
данным может удовлетворять множество вариантов ламп, отли-
чающихся конструктивно-технологическими (d2, /эл, СН, ри.г,
pHg), электрическими (С7Л, I, U3), световыми Фул, энергетиче-
скими (т]кл), эксплуатационными [тПолн, стабильность Фул(т)
во времени, коэффициенты нестабильности], экономическими
(цена лампы) и другими параметрами. Выбор оптимального ва-
рианта ЛЛ массового применения должен проводиться, как уже
указывалось в гл. 1 и 6, по минимуму приведенных годовых за-
трат в осветительной установке с учетом реальных условий их
эксплуатации и обслуживания.
Аналогичные многовариантные задачи возникают также при
необходимости оценить влияние конструктивно-технологических
параметров (d2, /эл, ри.г, СН), параметров ПРА (7ДР, гдр) или
условий эксплуатации (U, t0 и др.) на характеристики ламп.
Решение этих и подобных задач целесообразно проводить на
ЭВМ. Для этого все необходимые связи между входными (d2,
I, Plig, ри.т, СН, /эл, СЛС) И ВЫХОДНЫМИ (фул, ил, tirp, U3 и др.)
параметрами лампы, ПРА и сети должны быть выражены в
аналитической форме и составлена программа расчета с уче-
том допустимых пределов изменения параметров, ограничений
и условий, определяемых исходя из поставленной задачи.
Как правило, для решения поставленных задач необходимо
проводить расчеты отдельных вариантов ламп, а затем выби-
рать оптимальный с учетом накладываемых условий и ограни-
чений.
Расчет отдельных вариантов ламп на заданную мощность и
другие параметры целесообразно начинать с выбора условий
разряда. При этом для сокращения числа вариантов расчета
целесообразно оперировать с КПД резонансного излучения и
в первую очередь (для предварительных оценок) линии 254, а
еще удобнее со световой отдачей столба.
Варианты расчета ламп. Рассмотрим сначала варианты рас-
чета ламп, у которых давление паров ртути определяется темпе-
ратурой трубки в области столба. Тогда Дне=/:не(^2тр) и для
удельных характеристик столба получим следующие уравнения:
E=fE(I, di, t2ip, Рн.т, CH);
т]vct—fn(/, di, t2Tp, Ри.гг CH);
ЛстДл-£'/^=^2тр(^2тР, ^O, d2)T(,d2
(10.22)
(10.23)
(10.24)
или приближенно [см. формулу (10.21)]
^2тр~ ДЧ-СйЛУг-
Будем для начала считать, что СН и ри.г заданы, скажем, аргон;
при Раг=2674-400 Па (2—4 мм рт. ст.). В дальнейшем рас-
смотрим этот вопрос специально. Эти три уравнения связыва-
ют между собой пять величин: Е, /, d и ^тр. Значения йст,
кл и to считаем известными и постоянными. Поскольку вид.
функций ff, fn и q2Tp известен, эти уравнения дают возможность
однозначно определить все пять величин, если заданы две из
них.
Поясним на нескольких примерах использование этих соотношений.
Зависимость световой отдачи от силы тока. При изменении силы тока и
самоустанавливающейся температуре /атР световая отдача лампы проходит
через максимум, положение которого приблизительно соответствует /2ТР^=
=ь40 °C (^опт). Значение тока, соответствующее максимуму т]гл, определяется-
из выражения {см. (10.16)]
£'//^?2тр^'^опт, эт/(Дст^л)-^const-
fl 0.25)
Из формулы в полном соответствии с опытом (рис. 10.21) следует, что
чем меньше диаметр трубки, тем при меньших силах тока наступает ма-
ксимум.
Выбор dzrp и I по заданной Рл при условии получения наибольшей
световой отдачи. Задача имеет ряд решений, связанных с неопределенностью'
электрического и теплового режимов.
Для получения наибольшей световой отдачи лампы с заданным люмино-
фором необходимо обеспечить минимальную температуру трубки 38—45 °C,
соответствующую оптимальному давлению паров ртути, и по возможности
уменьшить околоэлектродные потери (считаем, что параметры слоя люмино-
фора остаются постоянными).
При одинаковой мощности и прочих условиях узкие длинные лампы, ра-
ботающие при высоких напряжениях и малых силах тока, имеют более вы-
сокую световую отдачу, так как с уменьшением силы тока повышается выход
резонансного излучения, а с увеличением длины лампы и напряжения на ней
уменьшаются относительная величина околоэлектродных потерь мощности и
светового потока у концов лампы. Однако поскольку с увеличением длины
лампы и ростом напряжения на ней световая отдача лампы асимптотически
приближается к световой отдаче столба, увеличение длины и напряжения
Рис. 10.21. Зависимость световой
отдачи ЛЛ различного диаметра
и длины от силы тока (при рабо-
те открытых ламп в неподвижном
воздухе, числитель — диаметр,
мм, знаменатель — длина, мм)
выше некоторого определенного предела оказывается неэффективным с точки
зрения повышения световой отдачи и связано с целым рядом неудобств.
С ростом длины увеличивается напряжение зажигания, усложняется произ-
водство, транспортировка и монтаж ламп. Поэтому наибольшая длина приме-
няемых в настоящее время на практике ЛЛ с самокалящимися и подогрев-
ными катодами не превышает 1,5 м (ранее применялись Л Л длиной до
2,4 м).
Расчет отдельных вариантов ламп заданной мощности проще всего про-
водить, задаваясь предварительно напряжением на лампе (7Л. Напряжение на
лампе определяется из условия (см. гл. 5)
ил=т60,9и.
В качестве U обычно задают стандартные напряжения сети 127, 220 и 380 В.
Значения т6 лежат в пределах 0,45^тб^0,65. Верхний предел определяют,
исходя нз условия работы без пауз тока и допустимого уровня нестабильно-
сти (см. гл. 5), а нижний — исходя из экономических соображений.
Зная Рл и ил, находим 1=Рл/клил, где k:,— коэффициент мощности лам-
пы, зависящий от типа балласта и значения т& (см. гл. 5). Для дросселя и
значений /п6 в указанных выше пределах й,.^0,85=0,9. Так, например, за-
даваясь Рл=40 Вт и (7=220 В, получаем (7Л= (0,5ч-0,6)-0,9-220= 100-г-П 8 В;
соответственно 7 = 40/0,9(100=4 1 8) =0,44—0,38 А. Примем для расчета С7Л=
= 103 В и 7=0,43 А (стандартные значения для 40-ваттной лампы).
Для получения наибольшей световой отдачи столба задаем д'2тр=?опт,
соответствующее /21р=(Опт по давлению паров ртути. Для аргонортутного
наполнения 7Опт=38=-45 °C (см. рис. 10.2). Диаметр трубки, при котором
будет обеспечен требуемый тепловой режим в области столба, найдем нз
(10.20), (10.25):
_ Cr-rknEI Cfik^EI
rf21p = — = тд ,1 • (10-26)
л7олт 71 (‘опт ^о)
Справа в (10 26) стоят величины, также зависящие от диаметра трубки,—
это Е и <7ОПТ или Cd- При отдельных расчетах значение d2Tp легко может быть
определено графически. Для этого надо построить правую и левую части
уравнения (10.26) в зависимости от диаметра; точка пересечения даст значе-
ние диаметра. Например, результат такого построения для лампы с рм=
=267 Па (2 мм рт. ст.) при /=0,43 А, £л=0,9, аСт=0,8, /ОПТ=40°С и А,=20сС
дает г/2Опт=36,5 мм. Если лампы предполагается изготовлять из трубок стан-
дартных диаметров (19, 26, 38, 54 мм), то после предварительного определе-
ния dirp выбираем ближайший стандартный диаметр. Дальнейший ход рас-
четов зависит от того, какие из параметров лампы будут приняты фиксиро-
ванными, а какие могут варьироваться. Для стандартных ламп массового-
применения приходится фиксировать длины ламп I (см. рис. 10.1), поскольку
год них установлены сотни миллионов светильников и ежегодно продолжают
выпускать десятки миллионов светильников и сотни миллионов ламп. Поэтому
стандартизация длин необходима для взаимозаменяемости ламп. При фикси-
рованных /1 целесообразно прежде всего предварительно определить /эл и
выбрать ближайшую фиксированную стандартную длину. Расстояние между
.электродами определяем по формуле (см. § 6.1)
Ua.K)/E(d, /). (10.27)
Для предварительных расчетов находим значение Е, соответствующее бли-
жайшему стандартному диаметру и расчетному току. Значения 6'а.к=16=18В
(см. § 10.2). Величина h связана с /эл выражением (см. рис. 10.1) /1=/эл4-
-}-2hur\-2h„ox. При расчетах стандартных ЛЛ можно принимать Яц=1,4 см,.
Лнож=3,5 см; таким образом, /1^/эл-|10 см. В нашем примере получаем
/SJI=(103—16)/0,76^114,5 см. Выбираем ближайшую стандартную длину Zi=
= 120 см и находим /эл^120—10=110 см. Уменьшение 1ВЛ со 114,5 до ПО см
при неизменных d2, /, СН и рлг повлечет за собой уменьшение /7Л и Рл;
/'WzSJ1-|-I/a.K^0,76-1104-16^100 В и /4^0,9-100-0,43=38,7 Вт. Если такие
изменения недопустимы, то в зависимости от того, какой параметр будет
фиксирован, следует изменить остальные. Так, если фиксировано /7Л, то не-
обходимо увеличить Е в отношении /и,,з//цо = П4,5/110=1,04, что может быть
достигнуто при заданных d2Tp и СН либо путем уменьшения силы тока, либо
увеличения рЛг. Для увеличения Е до 0,76-1,04^-0,79 В/см за счет уменьшения
тока ток должен быть уменьшен до 0,31 А, что повлечет снижение мощности
до /4^0,9-103-0,31=^29 Вт. Как видим, этот путь приводит к очень значи-
тельным изменениям тока и мощности и поэтому неприемлем. Увеличение /Г
до 0,79 В/см за счет давления Аг может быть достигнуто при его повышении
примерно до 400 Па (3 мм рт. ст.).
Следует заметить, что расчеты параметров стандартных ламп с аргоно-
вым наполнением сегодня представляют, скорее, учебный интерес, поскольку
практически все параметры этих ламп уже обстоятельно изучены, выбраны и
стандартизованы. Гораздо более важны задачи расчета влияния относительно
небольших изменений одних параметров на другие, а также расчеты новых
типов ламп. Как подчеркивалось в гл. 6, подобные задачи удобно решать ме-
тодом поправок (см. § 6.1), в частности рассмотренную выше подгонку Ел
при уменьшении длины.
Влияние ограниченных изменений параметров на характери-
стики ЛЛ («метод поправок»). Выразив градиент потенциала,
мощность, излучение в виде степенных функций условий разря-
да (d, I, ри.г, CH), получим следующие зависимости (см. § 6.1):
ДЕ Ad А/ ДДи.г 1
~^nE.d — -^nE,I ~Г + П^Р~^’
ДРСТ ДЕ А/
Рп Е + I ’
ДФ2И bd А/ ДЛ.Г
if. ^n25i,d л + Г254./ i ~Гп254,р п
4 254 а 1 Ри.Г
ДФ185 Д4 Д/ Дри.г
« , + n185,Z I +п185.р _ >
ч185 а 1 Ди.Г
(10.28)
где Д£=£2—£i с соответствующим знаком; аналогично состав-
ляются А для других величин.
Вместо (10.28) можем записать:
(££/£J {PJP^ I (10
(Ф2 (254)/Фх (254)) (djdj1™-* (pjpj^.p J
и т. д. Индексы 1 и 2 у d, /, р, Е, Ф соответствуют двум сравни-
тельно близким значениям изменяемых величин. Аналогичного
вида зависимости могут быть получены и для других пара-
метров.
Для аргонно-ртутного наполнения при давлении паров рту-
ти, соответствующем максимальному выходу излучения линии
254 нм, при изменении параметров разряда в пределах d= 194-
38 мм, /—0,24-0,6 А, /?аг=2674-530 Па из обработки данных
[10.3] получаем следующие средние значения показателей сте-
пеней: пЕ,а~—0,70; nEtlm—0,20; Пе,аг~0,08; Пггм^О;
/1254,1 ~0,69; П254,аг~0,0; nis5,d~—0,88; ftissj ~ 0,83; И185,лг~
«0,0. Значения п для других условий разряда находим, по-
строив соответствующие зависимости в двойном логарифмиче-
ском масштабе. Точность расчетов по этим формулам при выб-
ранных пределах изменения параметров составляет ±10—
15%. В случае необходимости точного расчета надо сужать пре-
делы изменения параметров и брать для них более точные зна-
чения п или выражать параметры в виде полиномов второй и
более высоких степеней условий разряда (см. § 6.1, [6.3], а
также таблицу Приложения). В этом случае повышается
точность расчетов и диапазон изменения параметров.
Метод поправок позволяет быстро решать множество задач,
например оценивать влияние разброса конструктивно-техноло-
гических параметров (d, 1ЭЛ, Ри.г), разброса параметров ПРА
(/др, Гдр), изменения условий эксплуатации (/7С), условий ох-
лаждения (to и других факторов) на характеристики ламп. Мо-
гут решаться и обратные задачи, связанные с выбором допус-
ков на те или иные параметры.
Рассмотрение всего многообразия возможных многовариант-
ных задач, связанных с оптимизацией ЛЛ и ПРА, выходит за
рамки данной книги. В настоящее время разработаны програм-
мы расчета и САПР ЛЛ. Подробнее см. в [6.3, 6.4].
10.7. РАЗРАБОТКА ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП ПОВЫШЕННОЙ
ИНТЕНСИВНОСТИ
Серьезным недостатком стандартных ЛЛ трубчатой формы
являются их большие габариты (особенно длина) при малой
мощности и, как следствие, малые яркости. В силу этого тре-
буется большое количество материалов на производство ламп и
светильников и практически невозможно создать высокие уров-
ни освещенности, необходимые для точных зрительных работ.
Поэтому давно (с 50-х годов) делались попытки повысить яр-
кость ЛЛ при сохранении высокой световой отдачи и срока
службы. Очевидно, что повышение яркости неизбежно связано
с повышением w=knEIInd.
Пути повышения световой отдачи при повышенных значени-
ях w. Простое повышение мощности стандартных типов ламп
выше определенного предела путем увеличения силы тока при-
водит к существенному падению световой отдачи. При пере-
грузке 40-ваттной лампы до 200 Вт ее температура повышается
до 90—95 °C, а световая отдача падает до 34 °/о • При искус-
ственном поддержании давления паров ртути на оптимальном
уровне (Ар:=44^-50о) при том же повышении мощности свето-
вая отдача падает до 45—48 % (см. рис. 10.16). Поэтому зада-
ча создания ЛЛ с высокой световой отдачей при повышенных
значениях w состояла прежде всего в том, чтобы найти усло-
вия разряда, обеспечивающие при повышенных удельных мощ-
ностях более высокий выход резонансного излучения, чем
у ламп обычного типа. Экспериментальные и теоретические ис-
следования, проводившиеся в связи с этим за рубежом и в на-
шей стране, привели к более глубокому пониманию физических
процессов в лампах и созданию теории разряда. В результате
наметились пути частичного решения этой задачи и разработки
ЛЛ с более высокими световыми отдачами при повышенных зна-
чениях w. В § 6.3 на основе анализа теоретических соотноше-
ний гл. 3 было показано, что необходимые условия разряда
сводятся к поддержанию оптимального давления паров ртути,
соответствующего максимальному выходу резонансного излуче-
ния, независимо от удельной мощности, к повышению электрон-
ной температуры, к уменьшению концентрации электронов,
к уменьшению числа тушащих соударений и к уменьшению теп-
ловых потерь.
Как указывалось в § 6.3 (см. также гл. 3), градиент потен-
циала Е и электронная температура Те могут быть повышены
путем увеличения потерь электронов и ионов за счет их уско-
ренной рекомбинации. Этого можно достичь, уменьшая давле-
ние инертного газа, так как при этом увеличивается скорость
биполярной диффузии зарядов к стенке, применяя инертный газ,
обеспечивающий больший коэффициент биполярной диффузии,
уменьшая диаметр трубки или применяя трубки с большим от-
ношением поверхности к объему (периметра к поперечному
сечению), а также размещая в объеме разряда поверхности,
способствующие рекомбинации на них электронов с ионами.
Концентрация электронов пе при том же токе (je=enebeE)
может быть снижена за счет увеличения сечения разряда, т. е.
диаметра трубки, увеличения градиента потенциала (см. выше)
и увеличения подвижности электронов Ье путем снижения дав-
ления инертного газа и выбора газа, обеспечивающего наиболь-
шую подвижность электронов.
Уменьшение тушащих соударений может быть достигнуто
путем уменьшения пе, уменьшения пути фотонов в разряде за
счет уменьшения диаметра, применения трубки с не круглой,
а более плоской формой сечения или вытеснения разряда от оси
к стенкам. *
Все эти пути были исследованы и практически опробованы
как за рубежом, так и в нашей стране.
На практике нашли применение ЛЛ с повышенной нагрузкой
в трубках с круглым поперечным сечением, в которых повыше-
ние световой отдачи достигается за счет подбора состава и дав-
ления инертного газа и поддержания давления паров ртути на
оптимальном уровне.
Люминесцентные лампы повышенной мощности в трубках с некруглым
сечением, выпускавшиеся в 50-х годах некоторыми зарубежными фирмами,
например «Вестингауз» (США) под маркой SHO (сверхвысокой отдачи), из-за
ряда недостатков не нашли применения и перестали выпускаться. Однако
поскольку в этих лампах были использованы интересные технические решения,
кратко остановимся на их особенностях.
Практически были реализованы лампы с вмятинами (испытывались также
и винтообразные), обеспечивающие достаточную механическую прочность кон-
струкции. Вмятины делались как с одной стороны трубки, так и поочередно
с противоположных сторон (рис. 10.22,е и г). Со стороны разряда вмятины
представляют выступы, входящие в плазму. В такой лампе удлиняется
эффективный путь разряда (примерно на 20%), увеличивается отношение
периметра к сечению и уменьшается средний путь фотонов в плазме. Благо-
даря этому получаются более высокие значения Е и Те и улучшается выход
Ь'Ф-излучения. Ранты (края) вмятин вследствие меньшей плотности тока
в этих зонах меньше нагреваются и являются холодными зонами. При пра-
вильном подборе формы они имеют температуру, оптимальную с точки зре-
ния давления паров ртути.
Рис. 10.22. Некоторые способы создания «холодных» зон в Л Л повышенной
интенсивности:
а — лампа с «холодными» зонами в заэлектродных областях; б — лампа с выступаю-
щим отростком; в — желобковая лампа (общий вид части лампы); г — желобковая
лампа в разрезе
Начальная световая отдача подобных ламп была на 5—10 % выше, чем
у аналогичных ламп круглого сечения. Однако спад потока со временем ока-
зывался значительно более быстрым, так что в среднем световая отдача ЛЛ
с вмятинами оказывалась заметно ниже. Быстрый спад потока объяснялся
весьма значительной неравномерностью плотности облучения, ионной бомбар-
дировки и нагрева по сечению. В центре выступов (вмятин) плотность в де-
сятки раз превышала среднюю плотность в трубке с круглым сечением, что
приводило к быстрому росту процессов разрушения люминофора. Это обстоя-
тельство, а также значительная сложность изготовления привели к тому, что
эти лампы не получили распространения.
Методы поддержания оптимального давления паров ртути при
повышенных w. В лампах, работающих при температурах кол-
бы выше 50—60 °C, оптимальное давление паров ртути рОпт мо-
жет быть обеспечено путем поддержания небольшого участка
колбы при более низкой температуре, соответствующей рот, или
путем применения амальгам ртути, имеющих более низкую
упругость пара ртути (о лампах с амальгамами см. в § 11.7).
Холодные зоны могут быть получены путем увеличения теп-
лоотвода с внешней поверхности лампы, или путем уменьшения
притока тепла к небольшому участку колбы изнутри, или одно-
временно тем и другим способом. Были опробованы следующие
методы поддержания давления паров ртути на оптимальном
уровне при помощи искусственного создания холодных зон:
1. Применение тепловых экранов на концах лампы для со-
здания холодных зон за электродами. С этой целью позади
электродов на некотором расстоянии от них помещаются экра-
ны, например, из никелевой жести, хорошо отражающие излуче-
ние электродов и разряда (рис. 10.22,а). Оптимальные расстоя-
ния устанавливаются опытным путем, так как расчеты сложны
и содержат много допущений. К недостаткам этой конструкции
относятся неприятное зрительное ощущение от затемненных
концов лампы, усложнение конструкции и рост концевых по-
терь.
2. Изготовление ламп с небольшими выступающими отрост-
ками, которые меньше нагреваются разрядом, вследствие чего
имеют более низкую температуру (рис. 10.22,6).
3. Применение радиаторов различной конструкции, укреп-
ляемых на охлаждаемом участке поверхности лампы и увели-
чивающих теплоотвод. Использование радиаторов усложняет
монтаж ламп.
4. Увеличение теплоотвода путем обдува ламп при помощи
вентиляторов. Этот метод удобно использовать только при на-
личии установок кондиционирования воздуха.
5. Охлаждение при помощи автоматически действующих
термоэлектрических холодильников. Этот метод не используется
из-за высокой стоимости таких холодильников.
В настоящее время искусственные холодные зоны нашли
практическое применение в компактных ЛЛ (КЛЛ) (см.
§ 11.6). В Других случаях применяют амальгамы.
Выбор состава наполняющего газа и его давления. Иссле-
дование вопроса показывает, что с точки зрения повышения на-
чальной световой отдачи преимущество применения того или
иного газа зависит от удельной мощности (рис. 10.23). При ма-
лых мощностях, когда вторичные процессы малы, световой
поток растет пропорционально мощности. По мере повышения
мощности возрастает роль вторичных процессов (тушение и сту-
пенчатое возбуждение) и тепловых потерь; рост светового пото-
ка замедляется, постепенно приближаясь к определенному пре-
делу. Чем тяжелее наполняющий газ, тем круче подъем кривой
вначале, но тем раньше наступает насыщение и при меньшем
значении светового потока. Уровень насыщения определяется
в основном электронной температурой. Поэтому он тем выше
и наступает при тем больших мощностях, чем легче газ. Более
крутой подъем кривых вначале в тяжелых газах объясняется
меньшими тепловыми потерями (me/mr).
Рассмотрение кривых на рис. 10.23 и данных § 10.2 и 10.4
приводит к следующим выводам.
Повышение удельной мощности за счет увеличения тока вы-
зывает падение световой отдачи.
При малых удельных мощностях наполнение тяжелыми
инертными газами дает более высокую световую отдачу, но по
мере повышения удельной мощности это преимущество переме-
щается в сторону более легких газов. Для ламп диаметром
38 мм при удельных нагрузках, больше чем в 2,5 раза превы-
шающих оптимальные, наполнение неоном дает более высокую
световую отдачу, чем наполнение аргоном.
Рис. 10.23. Световой поток Л Л диаметром 38 мм, длиной 1200 мм в зависи-
мости от мощности столба при наполнении различными инертными газами
до давления 267 Па
Уменьшение давления наполняющего газа повышает свето-
вую отдачу.
Таким образом, при создании ламп с 4—5-кратной перегруз-
кой по сравнению со стандартной замена аргона неоном и сни-
жение давления до 200—267 Па (1,5—2 мм рт. ст.) могут дать
выигрыш начальной световой отдачи на 25—50 % по сравнению
с аналогичной лампой, наполненной аргоном.
Другой метод решения вопроса о выборе оптимальных условий напол-
нения для мощных ламп был предложен И. М. Весельницким [10.3]. Экспе-
риментально (см. § 10.2) и теоретически (см. гл. 3) было показано, что при
понижении давления инертного газа Чрез проходит через максимум, положе-
ние которого по мере повышения PiCt смещается в сторону меньших давлений
(см. рис. 10.15). Такая закономерность наиболее четко выражена для тяжелых
наполняющих газов и больших диаметров трубок (38,54 мм). Исходя из этого
было предложено наполнять ЛЛ с высокими Pict тяжелыми инертными газами
(Аг, Кг) до значительно более низких давлений, чем принято, лежащих вблизи
максимума Т|РСЗ от риг. Так, например, максимум т]рез при высоких Pict и
диаметрах трубок 38—54 мм получается при наполнении аргоном до 13,3 Па
(0,1 мм рт. ст.). При этом црез подобного разряда с Р1СТ~1,6 Вт/см равен
*1ге3 стандартной Л Л мощностью 80 Вт с Р^О.б Вт/см. Начальная световая
отдача примерно на 10—15 % выше (в зависимости от мощности), чем при
наполнении их неоном до давления 270 Па (2 мм рт. ст.). Однако возникают
серьезные проблемы с изготовлением и работой электродов.
Выбор состава и давления наполняющих газов определяется
не только высоким значением начальной световой отдачи, но
также и ря^ом других факторов. Среди них обеспечение задан-
ных электрических характеристик при заданной длине, а часто
и при ограниченных возможностях изменения диаметра, прием-
лемого напряжения зажигания, достаточно большого срока
службы катодов, стабильности светового потока.
В настоящее время для согласования всех этих, подчас про-
тиворечивых, требований с успехом применяют смеси несколь-
ких инертных газов, причем выявлено большое разнообразие
смесей, которые могут быть использованы для этих целей.
В этих условиях важное значение для ускорения разработок и
выбора оптимальных составов смесей газов и их давлений на-
ряду с экспериментальными исследованиями приобретает метод
математического моделирования (см. гл. 3 и 10).
При необходимости повысить градиент потенциала следует
использовать (обычно в смеси с аргоном) более легкие газы,
например неон (реже гелий), при необходимости понизить—
более тяжелые, например криптон (см. § 10.2). Предварительное
определение градиента потенциала в двухкомпонентной смеси
может проводиться по простой эмпирической формуле (10.1).
При расчетной оценке Есмесъ надо исходить из формул § 3.5.
Задача может быть решена только путем совместного решения
всей системы уравнений для столба.
Расчеты'" напряжения зажигания U3 в газовых смесях пока
достаточно сложны (см., например, [10.10]). Поэтому в инже-
нерной практике можно рекомендовать ориентироваться на ка-
чественные соображения, вытекающие из теории (см. § 5.1 и
5.2), и уточнять их количественно на основании экспериментов.
Расчетное и частично экспериментальное решение этих задач
ведется на кафедре светотехники МЭИ.
Падение яркости люминофоров и предельная величина
удельной нагрузки ЛЛ [10.11]. Повышение удельной электри-
ческой нагрузки w приводит к повышению температуры трубки
и люминофора и увеличению интенсивности воздействия на него
облучения коротким УФ-излучением, потоками электронов,
ионов и метастабильных атомов. В результате происходит более
быстрый спад яркости со временем горения. Исследования ЛЛ
с галофосфатными люминофорами показывают, что спад сред-
него за всю продолжительность горения светового потока уве-
личивается практически линейно с увеличением удельной элек-
трической нагрузки [10.11]. Таким образом, средний за срок
службы световой поток ЛЛ в зависимости от w, с одной сторо-
ны, растет за счет роста начального светового потока, а с дру-
гой стороны, падает за счет более быстрого спада среднего за
продолжительность горения светового потока. В связи с этим
средний за продолжительность горения световой поток Фср
имеет максимум в зависимости от w или Рл, положение кото-
рого с повышением стабильности люминофора смещается в сто-
рону больших w или Рл. Действительно, зависимость нулевого
(не более чем через 2—3 ч горения) светового потока Л Л от w
можно выразить формулой, однотипной с формулой, описываю-
щей зависимость выхода резонансного излучения от концен-
трации электронов [10.11]:
Ф° = (10.30)
1 + BjD
где А и В — коэффициенты, подбираемые так, чтобы расчетные
значения отличались от экспериментальных не более чем на
2—3%.
Для спада светового потока ЛЛ с галофосфатным люмино-
фором за первые 100 ч горения можем записать
ДФн/Фо=1—(Фн/Фо) = aai; (10.31)
аналогично для среднего спада
ДФсп/Фн=1—(Фср/Фн)=₽^, (10.32)
где аир — коэффициенты, зависящие от стабильности излуче-
ния люминофорного слоя и определяемые экспериментально.
Объединяя формулы (10.30) — (10.32), получаем
Фср= Фо
ф )
Ч'Н g
т^Н1- °®) (1-М-
(10.33)
Анализ (10.33) показывает, что Фср имеет максимум в за-
висимости от w.
Пользуясь экспериментальными данными § 10.2 для лампы
в трубке t/=38 мм и /2аг=94-67 Па (0,07—0,5 мм рт. ст.), на-
ходим А «25 см2/Вт, В «1,2 см2/Вт. На рис. 10.24 построена
зависимость Фср от w для указанных значений А и В при за-
данной стабильности люминофора а и ]3. Из этих кривых следует
вывод о том, что создание ЛЛ, у которых w превышает wmax,
соответствующее максимуму
Фср, явно нецелесообразно.
Поскольку кривые Фср от Р.„
или w имекАт пологий
максимум, а световые от-
дачи резко падают с рос-
том Рл или Wz, предельное
Рис. 10.24. Зависимость средних
за срок службы значений светово-
го потока и световой отдачи от
Удельной электрической нагрузки
в приведенных единицах (зна-
чения Фср и т]у ср для стандарт-
ной ЛЛ с №2=0,025 Вт/см2 при-
няты за единицу)
значение юпред следует вы ирать заметно ниже wmax (скажем,
0,7—0,8 wmax). Так, например для люминофорного слоя ГФК
с а «1,0 см2/Вт и р.~2,3 см2/Вт максимум Фср находится при
w«0,17 Вт/см2 (рис. 10.24). Полагая щЛред~0,7 wmax, получаем
для </2=38 мм предельное значение Pinpen~nd2 0,7wmax~
«1,4 Вт/см. Более точно щпред должно выбираться по мини-
муму приведенных затрат.
Разработка люминофоров с узкополосными спектрами излу-
чения, обладающих высокой радиационной и термической ста-
бильностью и высокими квантовыми выходами, позволила соз-
дать ЛЛ с повышенными удельными нагрузками w со спадами
светового потока, не превышающими спада в стандартных лам-
пах с люминофором ГФК- На этой основе за последние 10—
15 лет были разработаны два новых класса ЛЛ: так называе-
мые э н е р гоэ к о н о м и ч н ы е ЛЛ (ЭЛЛ) и маломощ-
ные компактные ЛЛ (КЛЛ) для замены ламп накали-
вания. Конструктивно-технологические особенности этих ламп
и их параметры рассмотрены в § 11.5 и 11.6.
♦
Глава одиннадцатая
СОВРЕМЕННЫЕ ТИПЫ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП
И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ
11.1. КЛАССИФИКАЦИЯ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП
В основу классификации в зависимости от ее назначения
может быть положен практически любой из параметров ЛЛ.
Для осветительных ЛЛ общего назначения наиболее распро-
странена классификация по мощности и цвету (спектральному
составу) излучения. Этим, по существу, определяются осталь-
ные параметры, поскольку почти все они стандартизованы
(ГОСТ 6825—74).
В осветительных ЛЛ общего значения используется излуче-
ние столба дугового разряда с самокалящимися активирован-
ными электродами. Лампы рассчитаны на работу в стандарт-
ных сетях переменного тока частотой 50 Гц, напряжением 127 и
220 В без трансформации напряжения. Зажигание осуществля-
ется при помощи предварительного накала катодов (см. гл. 12)-
Поэтому каждый катод имеет по два вывода, и лампы цоколю-
ются специальными двухштырьковыми цоколями типов G5t//15,
G13d/24 и G13d/35.
Лампы имеют форму прямых трубок, длины которых значи-.
тельно превышают диаметр. В целях взаимозаменяемости дли-
ны ламп стандартизованы международными соглашениями (ре-
комендации МЭК и СЭВ).
К Л Л общего назначения относят лампы мощностью от 15
до 80 Вт с цветовыми и спектральными характеристиками, ими-
тирующими естественный свет различных оттенков (см. § 11.2).
Все остальные типы ЛЛ обычно относятся к категории спе-
циальных, хотя многие из них широко используются в целях
освещения. В основу классификации специальных ЛЛ кладутся
самые разные параметры. Так, по мощности их подразделяют
на маломощные (меньше 15 Вт) и мощные (больше 80 Вт)
(100—150 Вт), по типу разряда — на дуговые, тлеющего разря-
да и тлеющего свечения, по излучению — на лампы, имитирую-
щие естественный свет, лампы с улучшенным качеством цвето-
передачи, на цветные лампы, лампы со специальными спектра-
ми излучения и лампы УФ-излучения, по форме колбы — на
трубчатые — прямые, фигурные (U- или W-образные, кольце-
вые, изогнутые), миниатюрные и т. д. В отдельные группы сле-
дует выделить ЛЛ с направленным светораспределением (т. е.
лампы-светильники, к которым относятся рефлекторные, щеле-
вые, панельные и т. п. лампы), безртутные нетоксичные ЛЛ,
амальгамные ЛЛ и др.
Перечисленные классификационные признаки частично вза-
имосвязаны и образуют определенные совокупности, которые
сами иногда становятся классификационным признаком. Так,
например, в 80-е годы выделились в специальные группы так
называемые энергоэкономичные ЛЛ (§ 11.5), представляющие
собой, по существу, осветительные ЛЛ общего назначения, пол-
ностью взаимозаменяемые со стандартными ЛЛ, и компактные
ЛЛ (§ 11.6), представляющие собой маломощные ЛЛ, трубкам
(или разрядному каналу) которых придана по длине компакт-
ная форма.
Энергоэкономичные ЛЛ получают за рубежом все более ши-
рокое применение, постепенно заменяя стандартные ЛЛ общего
назначения, точно так же, как и КЛЛ, предназначенные для
замены ЛН.
Маркировка ЛЛ. В мировой практике нет единой системы маркировки
ЛЛ. В СССР принята следующая буквенная маркировка. Первая буква Л
означает люминесцентная; маркировка компактных ЛЛ начинается с буквы
К — компактная. Следующие буквы означают цвет излучения: Д — дневной,
ХБ — холодно-белый, Б — белый, ТБ — теплобелый, Е — естественно-белый,
К, Ж, 3, Г, С —красный, желтый, зеленый, голубой, синий и т. д., УФ —уль-
трафиолетовый. У ламп с улучшенным качеством цветопередачи после букв,
обозначающих цвет, стоит буква Ц, а при цветопередаче особо высокого
качества — ЦЦ. В конце ставят буквы, характеризующие конструктивные осо-
бенности: Р — рефлекторная, У — U-образная, К — кольцевая, А-—амальгам-
ная, Б — быстрого пуска (см. гл. 12). Цифры обозначают мощность в ваттах.
Маркировка ламп тлеющего свечения начинается с букв ТЛ.
11.2. ЦВЕТОВЫЕ И СПЕКТРАЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТ КИ
ОСВЕТИТЕЛЬНЫХ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП
Цветовые и спектральные характеристики осветительных
ламп. Одним из главных достоинств ЛЛ является возможность
получения света практически с любым распределением энергии
по спектру при высокой светоотдаче.
Цветовые характеристики. Наиболее широкое распростране-
ние получили лампы, имитирующие естественный свет в различ-
ных видах. В настоящее время почти повсеместно установилось
четыре-пять основных цветовых тонов подобных ламп. Наша
промышленность выпускает лампы следующих четырех типов,
отличающихся по цвету: ЛД, ЛХБ, ЛБ и ЛТБ, а также лампы
с улучшенной цветопередачей ЛДЦ, ЛХЕЦ, ЛЕЦ, ЛТБЦ и
ЛТБЦЦ. Цветность обычно определяется координатами цвет-
ности на цветовом графике МКО.
На рис. 11.1 приведены координаты цветности указанных
типов ламп по ГОСТ 6825—74 (пп. 8 и 9) и допуски.
Поскольку координаты цветности этих ламп лежат доволь-
но близко к цветам излучения черного тела при различных тем-
пературах (сплошная линия на рис. 11.1), цвет этих ламп часто
характеризуют просто соответствующей 7ЦВ. Чем выше Твв, тем
более голубой и холодный оттенок имеет ее свет. Наоборот,
в лампах с низкой ТцВ преобладают оранжево-красные тона, и
их свет имеет более теплый оттенок.
В настоящее время основным люминофором, применяемым
для производства ламп указанных типов, является галофосфат
кальция, активированный сурьмой и марганцем (см. § 10.3).
Спектральные характеристики стандартных ламп с ГФК
приведены на рис. 11.2. Спектры излучения этих ламп сущест-
венно отличаются от спектра излучения черного тела той же
цветности не только присутствием линий ртути, но и распреде-
лением в непрерывном спектре излучения люминофора. Эти
различия приводят к тому, что стандартные лампы с ГФК, об-
ладая весьма высокими световыми отдачами, не обеспечивают
высокого качества цветопередачи [0.11J.
Оценка качества цветопередачи. Задание цветовых характе-
ристик ламп координатами цветности в ряде случаев оказыва-
ется совершенно недостаточным для оценки качества цветопере-
дачи, поскольку одна и та же цветность источника может быть
получена при самом различном спектральном составе излуче-
ния.
В зависимости от требований качество цветопередачи ЛЛ
уценивается либо спектрозональным методом, либо методом
«контрольных цветов» [0.11, 0.13]. Основным является метод
«контрольных цветов» (ГОСТ 17 203—71).
Рис. 11.1. Координаты цветности х, у и поля допусков ЛЛ различной цветности:
1 — ЛД; 2 — ЛДЦ; 3 —ЛХЕЦ; 4 — ЛХБ; 5 — ЛЕЦ; 6 — ЛБ; 7 — ЛТБ; в —ЛТБЦ
Люминесцентные лампы с улучшенной цветопередачей. В на-
стоящее время сложилась практика применения двух типов
спектрального распределения осветительных ламп каждого цве-
тового тона. Это лампы с высокой световой отдачей, пригодные
для большинства случаев общего освещения, в которых важна
высокая световая отдача и не предъявляется высоких требова-
ний к качеству цветопередачи, и лампы тех же цветовых тонов
с улучшенным спектром излучения, но более низкой световой
отдачей, предназначенные для специальных областей примене-
ния, в которых качество цветопередачи играет более важную
роль, чем высокая световая отдача. За границей лампы послед-
него типа известны под названием «делюкс» (/?а~85) и «супер-
делюкс» (Яй>90) [0.11, 0.13].
Рис. 11.2. Спектральные характеристики Л Л различной цветности:
а — ЛБ, пунктирная кривая — излучение АЧТ при Г=3600 К; б — ЛТБ (1) и ЛТБЦ (2);
в —ЛДЦ; г —ЛЕЦ; д — ЛХЕЦ
Тип лампы Тцв- К Ra ФНОМ- лм Распре
380—420 нм 420—440 нм
ЛДЦ и ЛДЦУФ40 6000 85 1560 >0,017 >0,4
ЛХЕЦ40 5200 93 1930 — —
ЛЕЦ40 3900 85 2190 >0,01 <0,5
ЛТБЦЦ40 2700 88 1700 <0,01 <0,37
ЛБ40 3500 68 3200 0,009 0,27
АЧТ 3500 100 — 0,011 0,10
Анализ распределения светового потока по восьми спект-
ральным зонам для ламп стандартных цветов по сравнению
с излучением черного тела при соответствующих цветовых тем-
пературах показывает, что для всех типов ламп с ГФК харак-
терен недостаток излучения в красной (610—660 и 660—760 нм)
и сине-голубой (440—460 и 460—510 нм) и некоторый избыток
в фиолетово-синей (420—440 нм) и желто-зеленой (560—610 нм)
зонах спектра, что приводит к некоторому искажению цветопе-
редачи. Красные и сине-голубые цвета теряют свою насыщен-
ность, желто-оранжевые приобретают зеленоватый оттенок,
а синие — фиолетовый. В лампах типов ЛД и ЛХБ, имеющих
относительно высокие цветовые температуры и сравнительно
большое содержание синих излучений, в основном сказывается
недостаток излучения в красной части спектра. У ламп типов
ЛБ и ЛТБ с относительно низкой цветовой температурой, в ко-
торых излучение в синей части спектра определяется в основ-
ном излучением синей линии ртути, а не излучением широкой и
малоинтенсивной полосы излучения сурьмы (см. рис. 10.11),
цветопередача оказывается недостаточно удовлетворительной
не только в красной, но также и в сине-голубой частях спектра.
В связи с этим для освещения жилых помещений, предприя-
тий торговли, общественных зданий разработаны лампы типа
ЛЕЦ (люминесцентные естественного света с правильной цве-
топередачей) с Гцв^ЗЭОО К и ДО=85 (см. рис. 11.2). Эти лам-
пы обеспечивают наилучшую цветопередачу человеческого ли-
ца, кожи рук и предметов домашнего обихода. Для освещения
квартир, кафе, ресторанов разработаны лампы типа ЛТБЦ
(тепло-белого света с правильной цветопередачей) с
~2700 К и /?с=88. Лампы создают «теплое» освещение, при-
ближающееся к привычному освещению ламп накаливания. Для
диагностических кабинетов и других лечебных учреждений раз-
работаны специальные лампы типа ЛХЕЦ (холодно-естествен-
ного света с правильной цветопередачей) с ТцП«5200 К и Ra=
=93. Лампы обеспечивают передачу не только нормального
цвета кожи человека, но и патологические изменения цвета ко-
жи и крови.
Таблица 11.1
деление светового потока по зонам, %
440—460 нм 460—510 нм 510—560 нм 560—610 нм 610—660 нм 660—760 нм
>0,53 >8,8 <45,8 <38,0 >8,5 >0,35
>0,22 >4,8 <42,0 <45,0 >11,0 >0,52
>0,065 >2.1 <41,6 <45,0 >15,0 <0,65
0,24 3,4 32,7 53,9 9,3 0,018
0,38 6,9 36,4 40,7 14,2 1,2
Для контроля оттенков белых тканей разработана специаль-
ная ЛЛ типа ЛДЦУФ с T4E~6000 К и повышенной долей
УФ-излучения. Это необходимо, чтобы отбеливатели, используе-
мые при изготовлении белых тканей, не меняли свой цвет при
освещении естественным дневным светом и ЛЛ.
В табл. 11.1 приведены распределение светового потока по
восьми зонам и значения световых потоков для ламп с улучшен-
ной цветопередачей и для сравнения ламп типа ЛБ.
Электрические и геометрические параметры ламп с правиль-
ной цветопередачей совпадают с параметрами стандартных
ламп (см. § 11.3). Световые отдачи ниже, чем у стандартных
ламп той же или близкой цветности. Поэтому применять ЛЛ
с улучшенной цветопередачей следует только там, где это абсо-
лютно необходимо по условиям цветопередачи.
Люминофоры и их смеси для ламп с улучшенной цветопере-
дачей. Во всех лампах с улучшенной цветопередачей применяют
смеси, состоящие из нескольких люминофоров (от двух до че-
тырех) . Излучение в красной части спектра обеспечивается фто-
рогерманатом магния, активированным марганцем (марка лю-
минофора Л40) с 656 нм и ортофосфатом магния, строн-
ция, активированным оловом (ФЛ630) с Атох~ 630 нм, излуче-
ние в оранжевой части спектра — ортофосфатом кальция, цинка,
активированным оловом (Л42ДН) с 605 нм. Для получе-
ния зеленого излучения применяют силикат цинка, активирован-
ный марганцем (К35) с Хтаожл;525 нм (виллемит), а для излу-
чения в синей части спектра используют галофосфат кальция,
активированный ТОЛЬКО сурьмой (ЛГЗК) с Атах ~ 480 НМ, или
пирофосфат бария, активированный титаном (ФЛ-490-1) с
Атах ~ 480 нм. Состав смесей см., например, в [10.9].
При подборе состава смесей люминофоров в случае двухком-
понентной смеси люминофоров координаты цветности смеси ле-
жат на прямой линии, соединяющей точки цветности компонен-
тов. В случае трехкомпонентной смеси точка цветности смеси
лежит внутри треугольника с вершинами в точках цветности от-
дельных компонентов [0.12]. Предварительный расчет состава
смесей можно проводить, пользуясь правилами аддитивного
Рис. 11.3. Зависимость силы излуче-
ния видимых линий ртути от давле-
ния аргона:
1 — 436 нм; 2 — 546 нм; 3 — 405 нм; 4 —
578 нм
сложения цветов. Однако окон*
чательный состав смесей, как
правило, приходится уточнять
экспериментально.
Излучение линий ртути.
Излучение видимых линий
ртути оказывает заметное
влияние на цветовые характе-
ристики ламп главным обра-
зом за счет излучения синей (436 нм) и фиолетовой (405 нм)
линий. В общем световом потоке стандартных ламп излучение
линий составляет от 8 до 13% (7,5% в Л Б диаметром 38 мм,
около 11% fi ЛБ диаметром 25 мм, около 13% в ЛД диаметром
25 мм) преимущественно за счет излучения зеленой (546 нм) и
желтых (577/579 нм) линий.
Относительное распределение энергии в спектре излучения
по отдельным линиям ртути для стандартных люминофоров
практически не зависит от толщины слоя, т. е. соответствует из-
лучению чисто ртутного разряда. При уменьшении давления ар-
гона и диаметра резко возрастает интенсивность синей линии,
незначительно — фиолетовой и желтой, а интенсивность зеленой
линии остается неизменной (рис. 11.3). С увеличением диаметра
лампы падает доля излучения видимых линий ртути. При изме-
нении силы тока в пределах от 0,1 до 0,5 А яркость люминофора
и излучение видимых линий ртути изменяются приблизительно
одинаково, возрастая пропорционально силе тока [11.2, 0.9].
Спектральные и цветовые характеристики ЛЛ с узкополос-
ными люминофорами. Традиционные методы повышения свето-
вой отдачи и стабильности светового потока в процессе горения
за счет повышения квантового выхода и стабильности люмино-
форов становятся все менее эффективными, так как эти пара-
метры у люминофоров, по-видимому, близки к предельным.
В связи с этим, начиная с 70-х годов, проявляется интерес к ра-
ботам, в которых повышение эффективности ЛЛ достигается за
счет оптимизации спектров излучения люминофоров [11.3, 11.4].
Было показано (см., например, [11.3, 11.4]), что спектр, состоя-
щий из трех узких полос или линий с максимумами излучения
при длинах волн 450, 540 и 610 нм, может обеспечить высокий
общий индекс цветопередачи Ро«80 и более при световой отда-
че более 80 лм/Вт. Расчеты, выполненные в [11.3], показали,
что за счет оптимизации спектров излучения люминофоров све-
товая отдача ламп может быть существенно повышена либо
может быть значительно повышен общий индекс цветопередачи
Ra при сохранении световой отдачи на соответствующем уровне.
В ЛЛ «нового поколения» используются в основном следую-
щие редкоземельные узкополосные люминофоры (см.
табл. 10.2): алюминат бария, магния, активированный европием
(Л47) с Хотах» 450 нм и ДХлЛО нм (иностранное обозначение
ВАМ), алюминат магния, активированный церием и тулием
(Л48) с Хтах» 543 нм и АХ «8 нм (иностранное обозначение
CAT) и оксид иттрия, активированная европием с Хтах»611 нм
и АХ» 5 нм. В настоящее время разработаны также УПЛ на
основе фосфатов и других соединений, активированных редко-
земельными металлами. Составляя смеси из узкополосных лю-
минофоров в различных пропорциях и комбинациях, можно по-
лучать лампы с различными спектрами и цветовыми температу-
рами.
За рубежом выпускается довольно широкий набор ЛЛ с УПЛ
с высокими светоотдачей и Ra, отличающихся по спектру и цве-
товой температуре. На рис. 11.4 приведено несколько спектров
подобных ламп.
По утверждениям Торнтона [11-4] основными достоинства-
ми этих ламп являются высокая цветоразличительная способ-
ность и приукрашивающие свойства при высоких значениях све-
товой отдачи. Однако советские специалисты [11.6] обоснован-
но считают, что лампы этой категории из-за слабой
заполненности спектра не могут быть отнесены к категории
ламп с правильной и «естественной» цветопередачей. Измерения
показывают, что специальные индексы цветопередачи Rt у ламп
с УПЛ существенно ниже, чем у ламп с исправленной цветно-
стью (типа «делюкс»), и ближе к Rt стандартных ламп с ГФК
(табл. 11.2). Поэтому эти лампы нельзя применять для освеще-
ния помещений с работами, требующими правильного различе-
ния цветовых оттенков. Подчеркнем, что из-за значительно бо-
Таблица 11.2
Разновидности ламп холодно-белой цветности Мощность лампы, Вт Световой поток, лм с?3 Специальные индексы цветопередачи
Красный R, sS F- S 3 и ts - QJ W СОСй Синий /?12 Лицо че- ловека Ri> Зеленый лист !
Стандартные (ГФК) 40 3200 68 —76 49 50 59 62 96
» Де люкс" (смесь ГФК) 40 2000 85 47 64 74 72 79 92
„Люмилюкс" (Гив 4000 К; трехкомпо- нентная смесь редко- земельных УПЛ) 36 3450 80 31—35 37—39 68—69 44—48 95 63—65
Рис. 11.4. Спектральные характеристики Л Л типа «Люмилюкс» различных
цветовых тонов с редкоземельными узкополосными люминофорами и двух-
слойные. Ордината <р(^)=1 составляет 200 МВт/(1000 лмХЮ нм) [11.5J:
а—цветовой тон ЦТ-11, дневного цвета; б—ЦТ-21, белого цвета; а—ЦТ-31, тепло-белого
цвета; г — ЦТ-22, «делюкс» белого цвета; д — ЦТ-32, «делюкс» тепло-белого цвета;
е~ ЦТ-41, «интерна». Номера ЦТ —по стандарту ФРГ — DIN 5035
лее высокой цены редкоземельных УПЛ их применение
экономически оправдано только в компактных и отчасти энерго-
экономичных ЛЛ. Характеристики этих ламп см. в § 11.5 и 11.6.
11.3. ПАРАМЕТРЫ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП ОБЩЕГО НАЗНАЧЕНИЯ
и с улучшенной цветопередачей
За тридцатилетнюю историю применения галофосфатного
люминофора световые отдачи отечественных ЛЛ возросли вдвое,
а сроки службы — в 5 раз [0.11].
В табл. 11.3 приведены размеры, электрические, световые
параметры и сроки службы стандартных ЛЛ с галофосфатным
люминофором, а в табл. 11.4 — световые потоки ЛЛ с улучшен-
ной цветопередачей, выпускаемых нашей промышленностью
[11.1, 0.11].
Мощности и световые параметры указаны без учета потерь
в приборах включения (потери в ПРА разных типов — см.
гл. 12).
Яркости ламп белого света различных оттенков с нормальной
удельной нагрузкой составляют от 4-103 до 8-103 кд/м2 в зави-
симости от типа лампы. Они могут быть подсчитаны по следую-
щей формуле:
Аср«Фгл-104/(^-9,25Шсв), (11.1)
где LCp — средняя по диаметру яркость в центральной части
лампы в перпендикулярном к ней направлении, кд/м2; Фул—
световой поток лампы, лм; d — диаметр трубки, см; /св— длина
светящейся части, см; k — коэффициент, учитывающий спад яр-
кости к концам трубки. Он имеет примерно следующие значе-
ния: для ^амп 15 Вт (0 25 мм) —0,87, для ламп 20 Вт
(0 38 мм), 30 Вт (0 25 мм) и 40 Вт (0 38 мм) —около 0,92.
К краям трубки по диаметру яркость падает из-за увеличе-
ния френелевского коэффициента отражения стекла при сколь-
зящем падении света и уменьшения яркости излучения люмино-
фора от увеличения толщины слоя. Максимальная яркость по
оси лампы примерно в 1,3 раза выше средней в том же попереч-
ном сечении.
Сила света ЛЛ в направлении, перпендикулярном оси
трубки,
7±v =5= 0,108Ф Vjl> (11.2)
где I— сила света от всей лампы, кд; Фул—световой поток
лампы, лм. Пространственное распределение силы света в про-
дольной плоскости близко к диффузному.
Пульсация светового потока [11.7]. Напомним, что коэффи-
циентом пульсаций называют величину Кп— (Фтах—Фт<п)/2ФсР,
г
где Ф — значение измеряемой величины; Фср=(1/Т) J Ф(0^/;
о
Т — период.
В Л Л благодаря послесвечению люминофора пульсации све-
тового потока ослаблены по сравнению с пульсацией излучения
чисто ртутного разряда. Они определяются длительностью по-
слесвечения люминофора и поэтому различны для ламп с раз-
личными люминофорами. Коэффициент пульсаций при работе
в сети 50 Гц с дросселем для ЛЛ типа ЛБ составляет около
Таблица 113
Мощ- ность, Вт Ток. А Напряже- ние, В * W _____ Размеры,'мм Средняя продолжи- тельность горения, тыс. ч Среднее значение (светового потока, лм) после 100 ч горения для ламп цветности
Длина со штырьками цоколей (не более) Диа- метр ЛБ Л тб ЛХБ лд лдц
4 0,15 30+3 Маломо 136 щные 16 6 110_15
6 0,15 46+5 211 16 6 250—2В — — — —.
8 0,17 61+6 288 16 6 385-4Э _—. — —
13 0,175 95+10 517 16 6 78O—J0 —- — — —
15 0,33 54+5,4 Станда 451,6 ртные 27-з 15 820-40 820-00 800—во 700_7о 600—40
20 0,37 57+6 604,0 40_. 12 1200-00 1100—80 1020—50 ЮОО—юо 850—50
30 0,36 104+10,4 908,8 27—3 15 2180 2020 1940 1800 1500
40 0,43 103 1-10,3 1213,6 40 4 12 3200—J60 зюо_155 3000—j go 2500—125 2200_110
65 0,67 110+11 1514,2 40—4 13 4800__240 4650—240 4400—220 3160—,во
80 0,865 102+10,2 1514,2 40—4 12 5400_27о 5200—250 5040-240 4300—215 38ОО_19о
Таблица 11.4
Тип лампы ЛТБЦ40 ЛЕЦ20 ЛЕЦ 30 ЛЕЦ40 ЛЕЦ65 ЛХЕЦ40 ЛДЦУФ40
Среднее значение свето- вого потока после 100 ч го- рения, лм Примечание. Значения х, у 1700—170 и 7’цв приведе! 865—35 1ы на рис. 11. 1400—14О . Остальные 2 190—220 гараметры совпг 3400—250 1дают с парам 1930—200 гтрами стандар 1560-30 тных ЛЛ той
же мощности.
34% для ЛЕЦ и ЛДЦ —70—72%. Для сравнения напомним, что
коэффициент пульсаций ЛН 100 Вт около 5%.
Зависимость параметров ламп от напряжения сети. При из-
менениях Uc в пределах до ±10% изменение параметров лампы
можно определять из соотношения
(11-3)
где X — соответствующий параметр лампы; АХ— его изменение;
пх — коэффициент для соответствующего параметра.
Для схемы с дросселем коэффициенты пх имеют примерно
следующие значения: П/~2,2; «р»2,0; Яф~1,5. В схеме с ем-
костно-индуктивным балластом величины пх несколько меньше.
При падении напряжения сети ниже допустимых пределов
ухудшаются условия перезажигания. Повышение напряжения
выше допустимых пределов вызывает перекал катодов и пере-
грев пускорегулирующих устройств. И в этом, и в другом слу-
чае происходит значительное сокращение срока службы ламп.
Зависимость характеристик от окружающей температуры и
условий охлаждения. Изменение температуры трубки по сравне-
нию с оптимальной как в сторону увеличения, так и уменьшения
вызывает снижение светового потока, особенно сильное при
снижении температуры. Оно может происходить от изменения
температуры окружающей среды (рис. 11.5). Снижение темпе-
ратуры лампы происходит также при работе открытых ламп
в движущемся воздухе с t0. При скорости ветра до 8—10 м/с
перепад температуры трубки и окружающего воздуха можно
рассчитать по выведенной нами формуле:
7----
(4+Ю1/Д)
(11.4)
где v — скорость ветра, м/с; Д/0=(/2тр—to)v=o, °C.
Понижение температуры кроме снижения светового потока
приводит к ухудшению условий зажигания, распылению элек-
тродов и сокращению срока службы ламп. Надежность зажига-
ния стандартных ламп при работе со стартерами (см. гл. 12) на-
чинает особенно заметно падать при температурах ниже —5°C
и при понижении напряжения сети. Например, при t0=—10°C и
€4=100 В (вместо 127 В) число незажигающихся ламп может
доходить до 60—80%.
Для более надежного зажигания ламп в схемах с обычными
стартерами при температурах от +5 до —20 °C выпускаются
специальные лампы, которые имеют пониженное давление арго-
на до 270 Па. Их срок службы при катодах стандартных ламп
приблизительно на 30% меньше, чем у ламп общего назначения.
Применяют также специальные термореле с увеличенным вре-
менем контактирования до 1 мин (см. гл. 12).
Рис. 11.5. Зависимость параметров Л Л от температуры окружающей среды
(лампа мощностью 40 Вт, C/C=const)
При понижении температуры окружающего воздуха увеличи-
вается время разгорания лампы.
Сильная температурная зависимость характеристик ЛЛ де-
лает их применение в помещениях с температурами ниже 0°С
неэффективным.
Повышение температуры ламп против оптимальной может
происходить при повышении температуры окружающей среды,
в частности при работе ламп в закрытых арматурах. Величина
перегрева зависит от конструкции светильника, количества ламп
в нем и их мощности, а также температуры окружающей среды.
Обратим внимание, что перегрев ЛЛ мощностью 80 Вт при
работе в обычных светильниках и при (о = 20°С явился одной
из главных причин разработки ламп мощностью 65 Вт в тех же
габаритах.
Перегрев ЛЛ кроме уменьшения светового потока сопровож-
дается некоторым изменением их цвета, которое вызывается
увеличением удельного веса линий ртути в общем излучении
лампы. При температурах трубки выше 80 °C начинает сказы-
ваться также падение яркости люминофора из-за температурно-
го тушения. этих условиях следует применять амальгамные
ЛЛ, у которых максимум световой отдачи смещен в сторону бо-
лее высоких окружающих температур (см. § 11.7).
11.4. ИЗМЕНЕНИЕ ХАРАКТЕРИСТИК ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП
В ПРОЦЕССЕ ГОРЕНИЯ
Изменение электрических характеристик. В первые часы го-
рения происходит некоторое изменение электрических характе-
ристик ламп, связанное с доактивировкой катодов, выделением
и поглощением различных примесей. Эти процессы наиболее ин-
тенсивно протекают в первые часы горения лампы и обычно
заканчиваются после первой сотни часов. В течение всего ос-
тального срока службы электрические характеристики изменя-
ются очень незначительно: возрастает напряжение на лампе за
счет прохождения тока по отработанным виткам спирали катода
(см. § 9.7) на 3—4 В за полный срок службы. Израсходование
всего запаса оксида на одном из электродов является одной из
главных причин выхода ламп из строя (см. § 9.7 и 12.4).
Изменение световых характеристик. В процессе горения ламп
происходит постепенное уменьшение яркости свечения люмино-
фора и светового потока лампы. Особенно быстрое падение све-
тоотдачи наблюдается в первые десятки часов горения, в тече-
ние которых оно может достигать 6—8%- В процессе дальней-
шего горения скорость спада яркости и светового потока все бо-
лее замедляется (рис. 11.6). Согласно ТУ 16.545264-79 световой
поток каждой лампы типа Л Б после 70% средней продолжи-
тельности горения должен составлять не менее (73—78) %
(в зависимости от мощности) номинального, а средний световой
поток после средней продолжительности горения должен быть
не менее 70% номинальных величин, указанных в табл. 11.3.
Экспериментально установлено, что средний за срок службы
спад светового потока прямо пропорционален удельной электри-
ческой нагрузке на поверхности люминофора. Это явление ста-
вит определенные пределы повышению удельной мощности ламп
Рис. 11.6. Спад светового по-
тока ЛЛ различной мощности
в процессе горения при разных
значениях удельной электриче-
ской нагрузки:
1 — 40 Вт; 2 — 15 и 30 Вт
при использовании стандартного галофосфата кальция (см.
§ 10.7). Для ламп с высокой удельной нагрузкой необходимо
применять специальные стойкие люминофоры. В некоторых лам-
пах уже спустя несколько сотен часов горения начинают появ-
ляться темные налеты и пятна у концов трубки, связанные
с распылением катодов. Они свидетельствуют о плохом качест-
ве ламп. Такие лампы, как правило, имеют меньшую продолжи-
тельность горения.
Снижение яркости галофосфатного люминофора при работе лампы свя-
зано в основном с облучением люминофорного слоя УФ-излучением линии
185 нм, а также взаимодействием люминофорного слоя с парами ртути и
следами других газов, которые могут попасть в лампу при ее изготовлении
или выделиться во время работы из-за недостаточно тщательного соблюдения
технологии. Особенно сильный спад (до 8—10 %) происходит в самые первые
минуты горения лампы.
Б. М. Бугель [8.4], предполагая, что спад светового потока люминофора
во время горения лампы происходит в основном под действием излучения
185 нм, которое способствует образованию на поверхности люминофора слоя,
непрозрачного для возбуждающего излучения, предложил следующую зави-
симость:
(Фо-Ф,) = 4-1п(Л^+ 1), (11.5)
k
где k — постоянная, характеризующая поглощение линии 185 нм в слое; А—
постоянная, пропорциональная интенсивности радиации 185 нм, поглощаемой
люминофором.
Эта формула при подборе соответствующих значений констант дает ре-
зультаты, хорошо совпадающие с опытными данными.
О. Н. Казанкин и Л. С. Зимогляд считают, что основная причина спада
яркости люминофора на основе галофосфата кальция (ГФК) под действием
излучения 185 нм заключается в том, что при этом происходит запасание
энергии в решетке самого ГФК, которая затем частично теряется в результате
рекомбинационных процессов, не сопровождающихся излучением люминесцен-
ции [11.8].
В. М. Бугель считает, что уменьшение светового потока, пропорциональ-
ное количеству хемосорбированной ртути, определяется в значительной мере
химическим составом люминофора. В [11.9] экспериментально было показа-
но, что чем выше стабильность светового потока ЛЛ с данным люминофо-
ром, тем меньше его сорбционная способность. Последняя, как правило,
в сильной мере возрастает с размолом люминофора, и соответственно падает
его стабильность. Слои с более плотной упаковкой обычно меньше сорбируют
ртуть, и их стабильность выше.
Газообразные примеси оказывают различное влияние на спад светового
потока. Небольшие примеси азота около 0,1 % слегка повышают его стабиль-
ность; примеси около 1 % слегка понижают. Кислород и газообразные оксиды
типов СО2, SO2 в небольших количествах оказывают малое влияние на ста-
бильность.
Особенно вредное влияние на стабильность оказывает водород и его со-
единения (Н2О, СН4 и др.). Предполагают, что вредное влияние оказывает
атомарный водород, поскольку падение световой отдачи пропорционально кон-
центрации атомов водорода. По-видимому, его действие сводится к восста-
новлению активаторов н к образованию соединений типа ОН, которые погло-
щают ультрафиолетовое излучение.
Водородсодержащие соединения повышают адсорбционную способность
люминофора по отношению к атомам ртути и, таким образом, способствуют
«мгновенному» и постепенному спаду яркости люминофора.
Молекулярные примеси оказывают вредное влияние не только на люми-
нофор и излучение разряда, но также на напряжение зажигания и на работу
оксидных катодов. В последнем отношении особенно вредны кислород и его
соединения, которые вызывают окисление бария и другие вредные реакции,
снижающие эмиссионные свойства катодов.
Многие вопросы, связанные с процессами, протекающими в слое люмино-
фора при работе ЛЛ, требуют дальнейшего изучения. Более подробное изло-
жение этих вопросов выходит за рамки данной книги.
11.5. ЭНЕРГОЭКОНОМИЧНЫЕ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫЕ ЛАМПЫ
*
Энергоэкономичные ЛЛ (ЭЛЛ) предназначены для целен
общего освещения и полностью взаимозаменяемы со стандарт-
ными ЛЛ мощностью 20, 40 и 65 Вт в существующих освети-
тельных установках без замены светильников и ПРА. Они име-
ют стандартные длины, стандартные значения рабочих токов и
напряжений на лампах и те же или близкие значения световых
потоков, что и у стандартных ламп соответствующей цветности
(в основном Б) при пониженной на 10% мощности: 18, 36 и
58 Вт. Внешне ЭЛЛ отличаются от стандартных ламп 20, 40 и
65 Вт только меньшим диаметром — 26 мм вместо 38 мм. Они
обеспечивают получение того же или несколько большего свето-
вого потока при уменьшенном на 10% расходе электроэнергии
и позволяют за счет уменьшения диаметра трубки существенно
снизить расход основных материалов при производстве ламп
(стекло, люминофор, газы, ртуть и др.), уменьшить транспорт-
ные расходы и потребности в таре и складских помещениях.
В последние годы ЭЛЛ получают за рубежом все более широ-
кое применение, постепенно заменяя стандартные ЛЛ.
Для обеспечения того же падения напряжения на лампах
при уменьшении диаметра с 38 до 26 мм пришлось снизить гра-
диент потенциала до прежнего значения путем применения для
наполнения смеси' аргона с криптоном (70-4-90 % Kr-j-Ar) и
снижения давления до 200—330 Па (вместо обычных 400 Па для
Раг в стандартных лампах). При сохранении неизменными дей-
ствующих значений тока и напряжения на лампе (за счет под-
бора состава и давления смеси Кг-|-Аг) переход на меньший
диаметр (26 мм вместо 38 мм) приводит к повышению пика
Рис. 11.7. Некоторые характеристики энергоэкономичной ЛЛ (ЭЛЛ) мощ-
ностью 58 Вт [11.10]:
хг — осциллограмма напряжения на лампе в начале полупернода; / — стандартная ЛБ65;
2 — ЭЛЛ мощностью 58 Вт; б — зависимость световой отдачи от температуры стенки
при 7=0,67 А: 1 — стандартная ЛЛ диаметром 38 мм, рАг=400 Па; 2 — ЭЛЛ диамет-
ром 26 мм: рсмеси=200 Па (90 %Кг+10 %Аг); в — зависимость напряжения зажигания
U3 от расстояния между электродами: 1 — при Людогр”^; 2 — при 7подогр=0,6 А;
-——— — рКг=330 Па; -------— рАг=390 Па
перезажигания и возрастанию крутизны фронта напряжения на
лампе (рис. 11.7,а); форма тока изменяется незначительно.
В результате снижается коэффициент мощности лампы на 7—
10% и на столько же падает мощность [11.10].
У ламп в трубках диаметром 26 мм вместо 38 мм повышает-
ся w, вследствие чего растет температура трубки по сравнению
с температурой стандартных ламп. Так, у энергоэкономичной
лампы мощностью 58 Вт возрастает по сравнению с wt стан-
дартной лампы мощностью 65 Вт приблизительно в 1,3 раза:
су,. w.,-1,33,
и температура трубки повышается до 50°С (при /о=20°С). Ис-
следования и расчеты показали, однако, что максимум светоот-
дачи разряда в трубке диаметром 26 мм с криптоно-аргоновой
смесью (90% Кг+10% Аг) при рсм^200 Па и /л;0,67 А нахо-
дится при /2т₽~50°С так, что в этих лампах, несмотря на «пе-
регрев», не требуется создавать специальные условия для под-
держания /Хол на оптимальном уровне. Одновременно КПД из-
лучения разряда повышается на 8% по сравнению со стандарт-
ной лампой мощностью 65 Вт (рис. 11.7,6 и [11.10]).
Повышение поверхностной электрической нагрузки и облу-
ченности в ЭЛЛ по сравнению со стандартными лампами ставят
люминофорный слой в более тяжелые условия работы. Как по-
казывают эксперименты, ЭЛЛ, даже с усовершенствованными
люминофорами на основе ГФК, имеют значительно больший
спад светового потока, чем стандартные ЛЛ. Наиболее подходя-
щими для этих ламп являются редкоземельные люминофоры
с узкополосными спектрами излучения (УПЛ), обладающие вы-
сокой стабильностью к излучению линии 185 нм и позволяющие
за счет оптимизации спектра излучения получать высокие зна-
чения световой отдачи и общего индекса цветопередачи (см.
§ 10.3, 11.2). Однако из-за весьма высокой цены этих люмино-
форов (примерно в 40 раз дороже ГФК) ЭЛЛ с такими люми-
нофорами в несколько раз дороже стандартных ламп. В целях
снижения стоимости ЭЛЛ в ряде случаев применяют двухслой-
ное покрытйе. Сначала на стекло наносят слой галофосфатного
люминофора (или их смеси), а поверх него слой смеси редкозе-
мельных УПЛ небольшой толщины (около 25%)- Таким путем
кроме существенного уменьшения расхода дорогостоящих ред-
коземельных люминофоров достигается частичная защита гало-
фосфатных люминофоров от вредного воздействия излучения
185 нм и дополнительное заполнение спектра. Ведутся также
дальнейшие исследования по повышению стабильности ГФК и
созданию более дешевых высокостабильных узкополосных лю-
минофоров.
Отечественная промышленность выпускает ЭЛЛ мощностью
18, 36 и 58 Вт цветностей ЛБ, ЛДЦ и ЛЕЦ (см. § 11.2) на базе
улучшенных ГФК с начальными световыми параметрами, прак-
тически совпадающими с параметрами ЛЛ тех же цветностей
мощностью 20, 40 и 65 Вт. Начат выпуск ЭЛЛ с трехком-
понентной смесью редкоземельных УПЛ под маркой ЛБЦТ
с Да=85-з, сроком службы 15 тыс. ч и начальными световыми
потоками соответственно 1450, 3450 и 5400 и двухслойные.
С учетом сказанного выше должны быть тщательно проана-
лизированы экономически целесообразные области применения
и объемы выпуска ЭЛЛ того или иного типа.
Световые и цветовые параметры некоторых зарубежных ЭЛЛ. Передовые
зарубежные фирмы выпускают ЭЛЛ трех-четырех стандартизованных цвето-
вых токов с трех и (двух) компонентной смесью редкоземельных УПЛ, двух-
слойные, именуемые «делюкс», и со спектральным распределением стандарт-
ных Л Л. В табл. 11.5 приведены в качестве примера параметры некоторых
типов ЭЛЛ в колбах 26 мм фирмы «Осрам» (ФРГ).
Напряжение зажигания и схемы включения. Применение
криптона и уменьшение диаметра трубки повышают напряже-
ние зажигания. Затрудненное зажигание обусловлено в основ-
ном особенностями пробоя межэлектродного промежутка
(рис. 11.7,в). Поэтому ЭЛЛ нельзя применять в бесстартерных
а б лица 11.5 [11.5]
Марка лампы1 Тип лампы Спектр лампы, № рис. Световой поток, лм, для лампы мощ- ностью, Вт
18 36 58
L..1T/11 „Л юмилюкс“ Дневного цвета 11,4,я 1300 3250 5200
Z...1T/21 Белого цвета 11,4,б 1450 3450 5400
L..WI31 Тепло-белого цвета Н,4, в 1450 3450 5400
L..W/41 „Интерна" 11,4, е 1300 3250 5200
L..W/22 *Люминюкс делюкс* Белого цвета 11,4, г 1000 2350 3750
L..W /32 Тепло-белого цвета 11,4,д 1000 2350 3750
L..W/25 Стандартная программа Универсально белый 1050 2500 4000
L..W/20 Ярко-белого цвета 1150 3000 4800
Б..1Г/30 Тепло-белого цвета — 1150 3000 4800
’ После буквы L — мощность лампы, Вт; число после косой черты — цветовой тон
по стандарту ФРГ DIN5035.
схемах. Их не рекомендуется применять и в стартерных схемах
с обычными стартерами при пониженных напряжениях сети,
повышенной влажности и при окружающей температуре ниже
10 °C. Для надежного зажигания ЭЛЛ в стартерных схемах сле-
дует применять унифицированный стартер, дающий более дли-
тельный и высокий импульс напряжения (900 В вместо 400 В).
Весьма перспективно питание ЭЛЛ повышенной частотой
(20—35 кГц), при этом значительно снижаются потери в ПРА
по сравнению с частотой 50 Гц (например, для ЛЛ 58 Вт с 17
до 7 Вт) и несколько уменьшается мощность самой лампы (с 58
до 53 Вт), а световая отдача комплекта повышается на 20%.
Более подробные сведения о ЭЛЛ см. в [11.10, 11.17].
11.6. КОМПАКТНЫЕ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫЕ ЛАМПЫ
В начале 80-х годов стали появляться многочисленные типы
компактных ЛЛ мощностью от 5 до 25 Вт со световыми отдача-
ми комплекта лампа+ПРА от 30 до 60 лм/Вт и сроками служ-
бы от 5 до 10 тыс. ч. Часть типов КЛЛ предназначена для не-
посредственной замены ламп накаливания. Они имеют встроен-
ный ПРА и снабжены стандартным резьбовым цоколем Е27.
Другая часть КЛЛ работает с выносными ПРА, и для их ис-
пользования требуются специальные светильники.
Разработка КЛЛ стала возможной только в результате соз-
дания высокостабильных узкополосных люминофоров (УПЛ),
активированных редкоземельными элементами (см. § 10.3, 11.2,
11.5), которые могут работать при значительно более высоких
поверхностных плотностях облучения, чем в стандартных ЛЛ.
Так, например, при работе этих люминофоров в разрядных труб-
ках с di = 10 мм при /=0,18 А (Ю]«0,09 Вт/см2) спад светово-
го потока на 20% происходит за 8—10 тыс. ч горения, в то вре-
мя как галофосфатные люминофоры (ГФК) теряют в этих усло-
виях яркость за несколько сот часов. Таким образом, удалось
значительно уменьшить диаметр разрядной трубки. Что касает-
ся сокращения габаритов ламп в длину, то эта задача была
решена путем разделения трубок на несколько более коротких
участков, расположенных параллельно и соединенных между
собой либо,, изогнутыми участками трубки, либо вваренными
стеклянными патрубками. Для этого пришлось разработать спе-
циальную промышленную технологию изгибания и сварки стек-
лянных трубок.
Высокая цена УПЛ, а следовательно, и ламп с ними побуж-
дает вести интенсивную разработку КЛЛ не только с УПЛ, но
и в трубках несколько большего диаметра с меньшими плотно-
стями облучения, допускающих применение значительно более
дешевого ГФК (см. § 11.5).
Основная область применения КЛЛ — замена малоэффек-
тивных ЛН со световыми потоками до 2000—3000 лм. Объем
производства КЛЛ в капиталистических странах уже достиг де-
сятков миллионов штук в год и продолжает расти. Первона-
чальна чрезвычайно быстро расширявшаяся номенклатура КЛЛ
теперь начинает постепенно стабилизироваться. Однако еще от-
сутствует общепринятая классификация этих ламп. Будем при-
держиваться классификации, предложенной в [11.12].
В данном параграфе кратко рассмотрены только некоторые
основные вопросы, связанные с разработкой и эксплуатацией
КЛЛ. Более подробные сведения о состоянии, тенденциях и
перспективах развития этих ламп, выпускаемых типах и их па-
раметрах, классификации приведены в [11.12].
Классификация КЛЛ. Все многообразие выпускаемых в на-
стоящее время КЛЛ можно разделить на четыре основные
группы.
1. Без внешней оболочки, с разрядной трубкой Н- или П-об-
разной формы, специальным цоколем, выносным ПРА и встро-
енным или, реже, выносным стартером (рис. 11.8,а).
2. С призматической или опаловой внешней оболочкой, слож-
но изогнутой разрядной трубкой, стандартным резьбовым (или
штифтовым) цоколем и встроенными стартером и ПРА
(рис. 11.8,6).
3. Кольцевые, без внешней оболочки, со стандартным резь-
бовым (или штифтовым) цоколем и встроенным стартером и
ПРА (рис. 11.8,в).
Рис. 11.8. Общий вид основных типов компактных ЛЛ:
а — КЛ/ТБЦ (PL); б — КЛС/ТБЦ (SL); в — кольцевая (Circolux); 1 — разрядная трубка;
2 — специальный цоколь G23 с вмонтированными внутри него стартером и конденсато-
рот^; 3 — дроссель (схематично); 4 — внешняя колба (в разрезе); 5— полая часть кор-
пуса (перемычки), внутри которой смонтированы дроссель, стартер, конденсатор, теп-
ловой выключатель
4. Со стеклянной внешней оболочкой, сложно изогнутой раз-
рядной трубкой, специальным цоколем и выносным стартером и
ПРА.
В первую группу входят КЛЛ, получившие наибольшее рас-
пространение. Лампы имеют разрядную трубку с d2= 12,5 мм и
снабжены специальным двухштырьковым цоколем G23 (см.
рис. И.8,а). Эти лампы с унифицированными размерами и элек-
трическими параметрами выпускаются многими зарубежными
фирмами (под марками PL, Dulux и др.) и нашей промышлен-
Тип лампы Мощность лампы с ПРА, Вт Мощность лампы, Вт Напряжение, В Сила тока, А Средний на- чальный све- товой поток, лм Габаритные размеры, мм Тип цоколя
Первая группа КЛ7/ТВЦ 11,2 7 45+5 0,180 400 27X13X135 Специаль-
КЛ9 ТБЦ 12,8 9 60±6 0,170 600 27X13X167 ный
КЛ11,ТБЦ 14,8 11 90+9 0,155 900 27X13X235 G23
Вторая группа КЛС9, ТБЦ 9-••1,5 220 0,093 425 085X150
КЛС13/ТБЦ 13-:-1,5 — 220 0,125 600 085X160 1 Резьбо-
КЛС18 ТБЦ- 18+2,0 -— 220 0,180 900 085X170 I вой Е27
КЛС25 ТБЦ 2542,о — 220 0,270 1200 085X180
Третья группа CIRCOLUX 12 220 700 0165ХЮ0 Резьбо- вой Е27
CIRCOLUX ... 18 — 220 —- 1000 0165ХЮО
CIRCOHJX 24 •—- 220 — 1450 0216X100
Примечание. Срок службы ламп 5-Ю3 ч, 7цв«2700 К. Спектр ламп близок к изобра-
женному на рис. Лампы второй и третьей групп выпускаются с встроенными
ПРА и стартером для непосредственной замены ЛН.
ностью (под маркой КЛ.../ТБЦ). В табл. 11.6 приведены основ-
ные параметры таких ламп (1-я группа).
Лампы наполнены Аг при рдг=400 Па, что обеспечивает нор-
мальную работу катодов и условия разряда. Выбор длины тру-
бок определяется условием получения требуемого напряжения
на лампе и мощности и при Н- или П-образной форме не явля-
ется критичным, как в прямых ЛЛ. Лампы легко зажигаются
даже при to от —10 до —20 °C; время зажигания не превыша-
ет 10 с.
Ввиду повышенной поверхностной плотности электрической
мощности ламп разрядная трубка имеет температуру в области
столба около 60 °C при ^о=20°С. Нагрев в области электродов
еще выше. Холодная зона для поддержания давления паров рту-
ти на оптимальном уровне (ДОЛ=47°С) вынесена на торцы раз-
рядных трубок за перемычкой (рис. 11.8,а). Длина торцов по-
добрана так, чтобы при работе лампы в горизонтальном поло-
жении в открытом светильнике при /о=20°С Цол~45°С.
В зависимости от положения горения лампы, типа светиль-
ника и условий охлаждения максимум световой отдачи получа-
ется при различных значениях to (рис. 11.9,а).
Ввиду значения wx№ 0,084-0,09 Вт/см2, повышенного в 2—
3 раза, и большей плотности облучения линией 185 нм по срав-
нению со стандартными ЛЛ в данных лампах могут применять-
ся только высокостабильные УПЛ. Из-за малого диаметра
излучение синей линии ртути значительно больше, чем в стан-
Рис. 11.9. Некоторые характеристики компактных Л Л 1-й группы типа Н
или П (PL):
а — световой поток в зависимости от to при разных положениях горения лампы в све-
тильнике (направление стрелки), Ц — положение цоколя; б— цветовые координаты в за-
висимости от соотношения компонентов люминофоров при двух толщинах слоя; в — спад
светового потока со временем горения
дартных ЛЛ. Поэтому применение синего люминофора оказы-
вается излишним и необходимый цветовой тон получается при
использовании только двух УПЛ: зеленого (543) и оранжево-
красного (612). Величина синего компонента (линия 436 нм)
с ростом рАг и толщины слоя уменьшается. На рис. 11.9,6 пред-
ставлена зависимость х и у от соотношения компонент смеси для
двух толщин слоя.
Спад светового потока со временем горения представлен на
рис. 11.9,в. За первые 100 ч (100%) .горения спад составляет
около 8—10%, а за последующие 5 тыс. ч — не более 20%.
Для лампы разработаны специальный цоколь типа G23 (см.
рис. 11.8,6) и патрон, которые обеспечивают ее фиксированное
положение. В целях упрощения электрического включения ламп
стартер с конденсатором смонтированы в центральной направ-
ляющей части полого корпуса цоколя. Поэтому для включения
лампы нужны только два, а не четыре контакта.
Выделение тепла в лампах этого типа благодаря высокой
светоотдаче в 4—5 раз меньше, чем в ЛН с таким же световым
потоком, что позволяет делать световые приборы значительно
меньших размеров и применять пластмассы и другие аналогич-
ные материалы. Однако и в КЛЛ этого типа имеются определен-
ные ограничения по температуре, которые должны учитываться
при разработке светильников.
Первое ограничение связано с тем, что в цоколе ламп этого
типа смонтированы стартер и конденсатор. Температура этих
деталей во время работы лампы во избежание их преждевремен-
ного выхода из строя не должна превышать 100—110°С. Второе
температурное ограничение возникает в конце продолжительно-
сти горения лампы, когда полностью израсходуется эмиттерное
покрытие на электродах и через электроды будет протекать бо-
лее или менее длительно ток КЗ дросселя. При этом мощность,
выделяющаяся на электродах, не должна вызывать чрезмерного
нагрева цоколя. Зарубежные фирмы делают пластмассовую
часть цоколя из термопластичного полиэстра, содержащего 20%
стекловолокна, который может в течение всего срока службы
лампы выдерживать температуру до 160 °C.
В связи с указанными обстоятельствами при разработке ос-
ветительного прибора для этих ламп контролю их теплового
режима должно быть уделено особое внимание.
Вся серия этих ламп может работать от сети 220 В частотой
50 Гц с одним и тем же дросселем. Более того, можно с тем же
одним дросселем включать последовательно две лампы мощ-
ностью по 7 или по 9 Вт, поскольку они имеют низкие рабочие
напряжения.
К этой же группе Н- и П-образных КЛЛ относятся недавно
разработанные укороченные КЛЛ, лампы повышенной мощно-
сти и некоторые U-образные лампы с уменьшенным расстоянием
между прямыми участками трубок.
Укороченные Н-образные КЛЛ представляют собой две по-
следовательно соединенные между собой укороченные Н-образ-
ные лампы, установленные параллельно на небольшом расстоя-
нии друг от друга на общем цоколе (G23) с встроенным в него
стартером. Серия таких ламп, подготовленных к производству
фирмой Philips (PLC), имеет мощности 9, 13, 17 и 25 Вт, длины
ПО, 145, 160 и 180 мм и номинальные световые потоки 600, 900,
1250 и 1800 лм соответственно. Укороченные КЛЛ мощностью
9 и 13 Вт могут работать с унифицированным дросселем от
Н-образных ламп мощностью 7, 9 и 11 Вт.
Серия КЛЛ повышенной мощности состоит из трех ламп
мощностью 18, 24 и 35 Вт с длинами 251, 362 и 443 мм, номи-
нальными световыми потоками соответственно 1250, 2000 и
2500 лм и сроком службы 5000 ч. Лампы изготавливаются
в трубках увеличенного до 15 мм диаметра и монтируются на
специальном 4-штырьковом цоколе. Подробнее см. в [11.12].
Во вторую группу входят довольно распространенные за ру-
бежом КЛЛ со стеклянной или пластмассовой внешней оболоч-
кой и стандартным резьбовым цоколем Е27 (см. рис. 11.8,6).
Внутри оболочки смонтированы ПРА, стартер и дважды U-об-
разно изогнутая разрядная трубка. Основные параметры КЛЛ
этого типа, выпускаемые за рубежом (SL) и в нашей стране
(КЛС.. ./ТБЦ), приведены в табл. 11.6 (2-я группа).
Ввиду того что разрядные трубки в этом типе ламп работа-
ют в закрытой внешней оболочке при температурах, заметно
превышающих оптимальную, и нет возможности искусственно
создать холодную зону, разрядные трубки наполняются амаль-
гамой ртути (см. § 10.7).
Лампы предназначены для непосредственной замены ЛН и
дают большую экономию электроэнергии. К их недостаткам от-
носятся сравнительно большие габариты и особенно масса по
сравнению с ЛН, неразборность конструкции, в силу чего после
выхода из строя разрядной трубки приходится заменять цели-
ком всю лампу, включая дроссель. В связи с этим некоторые
зарубежные фирмы выпускают подобные лампы в разборном
исполнении [11.12].
В третью группу входит семейство кольцевых КЛЛ с резьбо-
вым цоколем и встроенным ПРА, смонтированным в пластмас-
совом корпусе, расположенном по диаметру кольцеобразной
разрядной трубки (см. рис. 11.8,в). Световые отдачи кольцевых
КЛЛ даже с полупроводниковыми ПРА уступают световым от-
дачам Н-образных КЛЛ соответствующих мощностей. Удобство
кольцевых КЛЛ состоит в том, что ими можно непосредственно
заменять ЛН в осветительном приборе, допускающих такую за-
мену по своим размерам и конструкции. Некоторые фирмы
США выпускают кольцевые КЛЛ на корпусе с легкосъемной
лампой. Такая конструкция позволяет менять лампу, не меняя
ПРА, срок службы которого во много раз превосходит срок
службы ламп (50 и 7,5 тыс. ч).
В четвертую группу входят лампы, имеющие цилиндрическую
или грушевидную внешнюю оболочку, специальный четырех-
штырьковый цоколь, выносные ПРА и стартер. Не ясно, в чем
заключаются достоинства этой конструкции, тем более что эти
КЛЛ имеют более низкие световые отдачи по сравнению с Н-,
П-образными КЛЛ. Поэтому данные об этих лампах здесь не
приводятся.
Большая масса ламп второй и третьей групп со стандарт-
ным резьбовым цоколем и встроенными электромагнитными
ПРА(0,4—0,6 кг) затрудняет или исключает их использование
в осветительных приборах с шарнирными и гибкими стойками и
J горизонтально расположенных патронах.
Экономическая эффективность КЛЛ. Основные экономиче-
ские преимущества КЛЛ—значительная экономия электроэнер-
гии и уменьшение потребного количества ламп для выработки
одинакового количества люмен-часов по сравнению с ЛН. Кро-
ме того, применение КЛЛ обеспечит значительную экономию
основных материалов, идущих на изготовление ламп и новых
осветительных приборов для них.
Усовершенствования конструкции и технологии КЛЛ. Совре-
менные КЛЛ сложны в производстве. Поэтому ведутся теорети-
ческие и экспериментальные исследования, направленные на
усовершенствование этих ламп. Появляется также множество
патентов с самыми различными предложениями (подробнее см.
в [11.12]).
Безэлектродные КЛЛ (БКЛЛ}. В этих лампах, как и в дру-
гих ЛЛ, для возбуждения свечения люминофоров используется
разряд в парах ртути НД в смеси с инертными газами (арго-
ном, криптоном). Поддержание разряда осуществляется за счет
энергии электромагнитного поля, которое создается в непосред-
ственной близости от разрядного объема. Создание безэлектрод-
ных КЛЛ стало возможным благодаря успехам полупроводни-
ковой электроники, которые позволили разработать малогаба-
ритные и сравнительно дешевые источники высокочастотной
(ВЧ) энергии с высоким КПД.
Все возможные типы безэлектродных КЛЛ состоят из трех
основных узлов: малогабаритного источника ВЧ энергии, уст-
ройства для эффективной передачи ВЧ энергии в разряд, назы-
ваемого индуктором, и разрядного объема. Различия в устройст-
ве и конструкции узлов определяются выбранной для возбужде-
ния разряда ВЧ. В настоящее время известны три основных типа
БКЛЛ с примерно одинаковыми энергетическими параметра-
ми: с тороидальным индуктором на ферримагнитном сердечнике
(с f от 25 до 1000 кГц), с соленоидальным индуктором (с f от 3
до 300 МГц) и сверхвысокочастотные емкостного типа или
с волноводами (с f свыше 100 МГц). Каждый тип имеет свои
достоинства и недостатки, рассмотренные в [11.13 и 11.18].
Анализ показал, что в настоящее время наиболее целесооб-
разно использовать конструкцию с соленоидальным индуктором
и внешним по отношению к нему расположением разрядного
объема. Конструкция подобной лампы изображена на рис. 11.10.
Она состоит из стандартного резьбового цоколя Е27 (1), при-
крепленного к переходной полости цилиндрической формы, в ко-
торой смонтирован блок автогенератора 2, заканчивающийся
выступающим индуктором 4. Сверху на индуктор надевается
стеклянная колба 7 со специальным углублением для индукто-
ра. С внешней стороны колба имеет грушевидную форму, по-
добную форме колб ЛН. Внутренняя поверхность колб покрыта
слоем люминофора 5. Колба после откачки и обезгаживания
Рис. 11.10. Общий вид (в разрезе) без-
электродной компактной ЛЛ с солено-
идальным индуктором:
1 — цоколь Е-27; 2 — блок автогенератора; 3 —
наполнение, ртуть и инертный газ; 4 —соле-
ноидальный индуктор; 5 — люминофорный
слой; 6 — цилиндрическая полость в колбе;
7 — стеклянная колба
наполняется ртутью и инертным
газом (аргон или криптон) 3
до давления порядка 100 Па.
Экспериментальные образ-
цы БКЛЛ с соленоидальным ин-
дуктором (на |=ьД8 МГц) мощ-
ностью порядка 30 Вт на сетевое
напряжение 220 В 50 Гц с диа-
метром внешней колбы 75—
85 мм имеют световую отдачу
30—40 лм/Вт.
По данным зарубежной печати экспериментальные БКЛЛ
фирмы GEC с тороидальным ферримагнитным индуктором
(/« 100 кГц) мощностью 30—35 Вт с диаметром колбы 76 мм
и длиной 150 мм имеют световую отдачу около 50 лм/Вт. Тем-
пература ферритового сердечника около 300 °C, а колбы 100 °C.
Оптимальное давление паров ртути поддерживается при этой
температуре за счет применения амальгамы ртути (Hg+Bi-f-
-f-Pb-j-Sn). В лампе использованы два УПЛ, дающих зеленую
и оранжево-красную полосы люминесценции, синее излучение
обеспечивается линией ртути. В качестве наполняющего газа
использован криптон.
В настоящее время ни в одной стране нет промышленного
выпуска БКЛЛ и выпускаются только экспериментальные об-
разцы.
Цена ламп на сетевое напряжение 220 В (50 Гц) довольно
высока, главным образом, из-за высокой стоимости высоковольт-
ных транзисторов и УПЛ.
Обзор по безэлектродным источникам света, вопросы теории
и расчета подобных ламп рассмотрены, например, в [11.13 и
11.18].
11.7. СПЕЦИАЛЬНЫЕ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫЕ ЛАМПЫ
Амальгамные ЛЛ. В тех случаях, когда по условиям работы температура
разрядной трубки заметно (на 20—30 °C и более) превышает оптимальную
с точки зрения давления паров ртути (/оп-,~40-г-50 СС) и ни на каком участке
трубки она ие может быть снижена до оптимальной либо создание искусствен-
ной «холодной» зоны по тем или иным соображениям нецелесообразно, при-
Рис. 11.11. Зависимость Фгл от to для амальгамных ЛЛ:
1 — низкотемпературный режим; 2 — высокотемпературный режим
меняют амальгамы ртути, имеющие более низкие упругости паров ртути.
Такие ситуации возникают, когда ЛЛ работают при повышенных температу-
рах окружающей среды, например в горячих цехах, в закрытых светильни-
ках, в странах с жарким климатом, в лампах с повышенной нагрузкой.
Амальгамы для ЛЛ должны удовлетворять следующим основным требо-
ваниям:
иметь более низкую упругость паров ртути — такую, чтобы максимум све-
товой отдачи имел место при /ам~65-4-90 СС;
давление паров ртути должно слабо зависеть от температуры амальгамы
в рабочем диапазоне температур;
должна отсутствовать заметная упругость паров других компонентов
амальгамы при рабочих температурах;
должны отсутствовать вредные воздействия на внутреннюю среду лампы
(катоды, люминофор, стекло);
иметь достаточно высокую температуру плавления с тем, чтобы амальга-
ма ие плавилась при прогревах лампы во время ее изготовления;
подвергаться механический обработке (штамповке, галтовке и т. п.).
Ранее применяли амальгамы ртути с кадмием, а затем с индием, но они
имели ряд недостатков, и поэтому от них отказались. Амальгама с кадмием
имела узкий диапазон оптимальных температур и оказалась нестабильной
из-за летучести кадмия. Амальгама с индием имела низкую температуру
плавления и плохо поддавалась механической обработке. В настоящее время
применяют многокомпонентные амальгамы, состоящие в основном из Hg, Pb
и Bi, иногда еще с добавками In или Cd. На рис. 11.11 приведены зависимо-
сти Фул от to для ЛЛ, содержащих амальгамы разных составов.
Максимум световых отдач у ламп с многокомпонентными амальгамами
всегда приходится на более низкие температуры, чем у ламп с бинарной си-
стемой Cd — Hg (80 и 20 % вес. соответственно), у которых он достигается
при /а„=&70°С, что соответствует /о=ь90°С [11.14].
Серьезным достоинством амальгамных ламп является то, что в сборочных
цехах снижается концентрация паров ртути, уменьшается ее расход, а при
случайном разбивании лампы амальгама не разбрызгивается на мелкие капли
подобно ртути.
Размещение амальгамы в лампе. Давление паров ртути в работающей лам-
пе с амальгамой определяется температурой амальгамы и ее составом. Таким
образом, в амальгамных лампах имеются в принципе более широкие возмож-
ности регулирования давления паров ртути путем выбора состава амальгамы
Рис. 11.12. Схематический вид ЛЛ с внутренним отражающим слоем (раз-
рез) н кривые их светораспределения:
а — рефлекторная ЛЛ; б — щелевая ЛЛ; е — панельная ЛЛ; 1 — стекло; 2— диффузно
отражающий слой; 3 — слой люминофора
и места ее расположения. Однако на практике приходится изготавливать
лампы с постоянным составом амальгамы и фиксированным местом ее распо-
ложения [3.3, 11.14].
Параметры амальгамных ЛЛ почти не отличаются от параметров анало-
гичных ртутных ламп, но оптимум их светоотдачи сдвинут в сторону более
высоких температур. Недостатком амальгамных ламп является заметно боль-
шее время разгорания, связанное с более низкой упругостью паров ртути над
амальгамой и более медленным прогревом места ее расположения. В целях
сокращения времени разгорания часть амальгамы иногда помещают вблизи
катода, например на лопаточке, с тем чтобы ускорить ее нагрев.
Исследования [3.3] показали, что при размещении амальгамы в штенгеле
ее температура изменяется пропорционально to, хотя и несколько медленнее;
изменение тока сказывается значительно слабее.
Лампы с направленным светораспределением. К ним относят рефлектор-
ные, щелевые н панельные лампы. В этих лампах часть внутренней поверхно-
сти колбы покрывается белым порошкообразным слоем с высоким коэффици-
ентом отражений, который выполняет роль внутреннего диффузного отража-
теля. Поверх не^о наносится слой люминофора. В рефлекторных лампах слой
люминофора покрывает всю поверхность трубки. В щелевых лампах остав-
ляется продольная полоса стекла, не покрытая нн отражающим слоем, ни
люминофором.
Плоские, или панельные, лампы представляют собой плоский стеклянный
(иногда формуемая часть корпуса делается из жести с ТКР, близкими
к ТКР стекла) корпус, внутри которого формуется зигзагообразный канал для
разряда. Стенки канала частично покрыты диффузно отражающим слоем
с высоким коэффициентом отражения; поверх нанесен слой люминофора. Так,
например, лампа мощностью 40 Вт имеет размеры около 220X150X30 мм.
Зигзагообразный канал имеет четыре колена обшей длиной около 90 см [0.9].
В качестве отражающего слоя применяют обычно TiO2. Имеются пигмен-
ты н с более высокими коэффициентами отражения.
На рис. 11.12 схематически показаны в разрезе такие лампы-светильни-
ки и их кривые силы света.
Расчет светотехнических характеристик люминесцентных светильников
с достаточной для практики точностью можно сделать, если допустить, во-
первых, что поглощение УФ-излучения и, следовательно, возникновение лю-
минесценции происходят в очень тонкой пленке люминофора на внутренней
поверхности слоя (тогда весь возникший поток люминесценции может рас-
сматриваться как поток, падающий изнутри на слон, что облегчает расчеты),
и, во-вторых, что каждая из частей имеет по всей поверхности равномерную
яркость (см. гл. 8).
Назовем часть поверхности лампы без отражающего слоя f. Все световые
характеристики этого выходного отверстия обозначим индексами S, отра-
жающей части — индексами R и характеристики нормальной люминесцентной
лампы — индексами п.
Поток люминесценции, возбужденный в слое люминофора в результате
поглощения УФ-излучения, обозначим ФОл. Очевидно, в случае рефлекторной
или панельной лампы он равен соответствующему потоку нормальной лампы
того же типа, поскольку слой люминофора покрывает всю поверхность лампы.
В случае щелевой лампы Фол будет меньше за счет того, что часть поверхно-
сти лампы / не покрыта слоем люминофора.
При сделанных выше допущениях поток люминесценции, установившиеся
иа внутренней поверхности слоя люминофора лампы в результате много-
кратных отражений, будет равен:
Фв«l-[fps+(l-f)pj •
Вышедший наружу поток равен:
Фл = Фвн [fts + (1 - f )т#] Фол---------------- (11.7)
1-[fPs+O-f)P«l
Для случая рефлекторной лампы яркости выходного отверстия и отра-
жающей части лампы равны: '
£з^ТзФвн/я5л; ' (11.8)
В^^ТйФвн/зт5л, (11.9)
(Н-6)
где S., — поверхность лампы, равная nd/св.
Пользуясь этими выражениями, нетрудно на ти остальные светотехниче-
ские характеристики ламп в зависимости от / и оптических характеристик
слоев (рис. 11.13). Более точные расчеты см. в [11.15, 11.16].
Из кривых рис. 11.13 видно, что при взятых параметрах слоев наиболь-
шая сила света через выходное отверстие будет при f=s0,36, т. е. при угло-
вом размере выходного отверстия около 130е. Световой поток рефлекторных
ламп при этих условиях составляет около 80 % потока обычной лампы соот-
ветствующего типа.
Применение рефлекторных ламп особенно эффективно в пыльных помеще-
ниях. Осветительные установки со стандартными ЛЛ в таких помещениях
из-за оседания слоя пыли на верхней части ламп со временем могут терять
от 1/4 до 1/2 светового потока.
Доля светового потока щелевой ЛЛ, выходящего через щель, растет
с ростом угла раскрытия и коэффициента отражения отражающего слоя рд.
В щелевых ЛЛ удается получать значительное увеличение яркости и силы
света в направлении открытой щели-полосы по сравнению со стандартными
лампами, но при этом имеют место значительные потери в световом потоке.
Для уменьшения этих потерь делают более толстый слой люминофора, так
как в этом случае несколько повышается яркость на отражение (см. гл. 8
и 10). В щелевых лампах обычное ламповое стекло под действием УФ-нзлуче-
ния со временем солярнзуется и темнеет, в результате чего относительный
выход видимого излучения падает быстрее, чем в стандартных ЛЛ. В этих
лампах приходится применять специальное более стойкое к облучению стекло
или наносить на него защитные слои.
Цветные ЛЛ применяют для декоративного, рекламного и т. п. освеще-
ния. Путем подбора соответствующих люминофоров и их смесей можно по-
лучать лампы самых различных цветов и цветовых оттенков (красные, ярко-
розовые, золотистые, оранжево-желтые, зеленые, голубые, синие и т. д_).
В лампах тлеющего разряда красных тонов в качестве наполняющего газа
обычно применяют неон, излучение которого лежит в оранжево-красной части
спектра. На рис. 11.14 приведены в качестве примера спектры некоторых
цветных ЛЛ с различными люминофорами.
В СССР выпускаются цветные ЛЛ мощностью 40 Вт. По своим размерам
и электрическим характеристикам они совпадают со стандартными 40-ваттны-
ми ЛЛ. Все цветные ЛЛ, кроме зеленой, изготавливаются из обычных ЛЛ
с ГФК путем нанесения на наружную поверхность готовых ламп слоя цвет-
ного пигмента, который и определяет цвет ламп. Пигмент в виде суспензии
наносится на поверхность колбы путем окунания. Световые потоки ламп:
красных — 330 лм, розовых — 560, желтых— 1450, зеленых (с виллемитом) —
2100, голубых—1000 мл.
Цветные сигнальные малогабаритные ЛЛ тлеющего свечения см. в § 13.4.
Ультрафиолетовые «ПЛ. По области спектра эти лампы делятся на два
типа: эритемные, дающие излучение в области эритемного ультрафиолета
(300—310 нм) н используемые преимущественно в медицине, и У ФО (УФ-об-
лучения), дающие излучение в области 350—370 им и используемые преиму-
щественно для возбуждения различных светосоставов.
Рис. 11.13. Светотехнические характеристики рефлекторных (с) и щелевых
(б) ЛЛ:
а — зависимости I ^1п (кривая /) и ф/ф„ (кривая ’) от относительной величины вы-
ходного отверстия f (при расчетах принято Ts=0,30; ps=0,69; as=0,01; T^=0,075; PR —
=0,875; 0,5=0,05); б — зависимость Фщ/Ф.„ от угла раскрытия а° (ширины щели при
различных рд)
В конструктивном отношении лампы подобны обычным ЛЛ. Отличие за-
ключается в том, что в них применяются специальные люминофоры, дающие
излучение в соответствующих областях УФ-спектра, н специальные (так назы-
ваемые увиолевые) стекла для колб, прозрачные для УФ-излучения соответ-
ствующего люминофора.
Эритемные ЛЛ. В качестве люминофоров применяют Э1 [фосфат каль-
ция и цннка, активированный таллием (Са, Zn)3(PO4)2 : Tl] с
=&312 нм, или Э2 [фосфат кальция, цинка, магния, активированный
Т1(Са, Zn, Mg)s(PO4)2:Tl] с Хтм=305 нм, или ЭЗ (силикат бария, цинка,
активированный свинцом BaZn2-Si2O7: Pb] с Z,nojf=300=305 нм. Наша про-
мышленность выпускает лампы мощностью 15, 30 Вт в обычном исполнении
н 30 и 40 Вт в рефлекторном. Срок службы 5 тыс. ч у ламп в обычном
исполнении и 3 тыс. ч в рефлекторном. Лампы мощностью 15 Вт дают на
расстоянии 1 м эритемную облученность 40 мэр/м2.
Лампы УФО. В них применяется обычно люминофор марки ЛЗЗ (диси-
ликат бария, активированный свинцом BaSiO5: Pb) с Z,nojf=350 нм.
Золотистая (х=0,53, у=0,1/б')
Синяя (х=0,19, у=0,195')
Рис. 11.14. Спектральные и цвето-
вые характеристики некоторых
цветных ЛЛ
Низковольтные Л Л УФО (типа ЛУФ-4-1) мощностью 4 Вт рассчитаны
на напряжение питания 24—28 В постоянного тока и конструктивно отлича-
ются от рассмотренных выше типов ламп.
Колба лампы имеет форму, изображенную на рис. 11.15, с наибольшим
диаметром 38 мм, на внутреннюю поверхность которой нанесен слой люми-
нофора. Катод лампы представляет собой вольфрамовую трнспираль или би-
спираль, покрытую слоем оксида. Анод имеет форму кольца. Один конец
катода и анод соединены биметаллической пластинкой. Лампа наполнена
аргоном при давлении в несколько сот паскалей и небольшим количеством
ртути.
Для получения низкого рабочего напряжения на лампе расстояние между
электродами выбирается с таким расчетом, чтобы анод находился в области
До «скачка потенциала» (см. гл. 9), при этом надо учитывать, что при нака-
Рис. 11.15. Низковольтная ЛЛ типа ЛУФ-4-1:
а — общий вид (с разрезом); б — схемы включения; в — спектр излучения
ле катода область низковольтной дуги уменьшается и расстояние от катода
до «скачка потенциала» сокращается. В лампе используется только область
прикатодного свечения, вследствие чего КПД излучения значительно меньше,
чем у ламп со столбом.
Лампа включается в сеть постоянного тока напряжением 24—28 В через
переменное активное сопротивление. В отсутствие тока биметаллическая пла-
стинка замыкает цепь. Ток, проходя через катод, пластинку и анод, вызывает
нагревание катода и биметаллической пластинки. Последняя изгибается и раз-
мыкает цепь. В момент размыкания возникает дуговой разряд между нагре-
тым катодом и анодом. В целях предотвращения неправильного включения
цоколи ламп имеют разную высоту штифтов. Схемы включения ламп даны на
рис. 11.15,6. На рис. 11.15,в показано распределение энергии в спектре излу-
чения ламп подобного типа. Лампы имеют следующие световые и электриче-
ские параметры: сила тока 0,35 А, напряжение на лампе 10—15 В, световой
Рис. 11.16. Общий вид фигурных ЛЛ:
а — секционно-кольцевые; б — кольцевая; в — U-образиая; г — W-образная
поток 7—10 лм, интенсивность суммарного излучения 0,13—0,17 мкВт/(см2-м),
продолжительность горения 100 ч.
Фигурные ЛЛ. На рис 11.16 показаны наиболее употребительные формы
фигурных ламп с самокалящимися катодами: секционно-кольцевые, представ-
ляющие собой часть окружности, кольцевые, U- и W-образные. Появившиеся
в 80-х годах КЛЛ (см. § 11.6) по форме сложно изогнутых разрядных тру-
бок тоже могут быть отнесены к фигурным лампам, так же как н панельные
лампы.
Колбы изогнутых ламп делаются из стеклянных трубок с большей тол-
щиной стенкн, так как во время изгибания происходит утонение. У кольце-
образных ламп диаметр трубок уменьшен до 30 мм, и трубки изготавливают-
ся из свинцового стекла, имеющего более широкий интервал температур,
в котором можно вести изгибание. Изгибание ведется на гибочно-откачном
автомате. На сближенных после изгибания концах лампы после откачки и
наполнения закрепляется специальный четырехштырьковый цоколь.
Световые отдачи фигурных ЛЛ при одинаковой мощности несколько
ниже, чем у стандартных ламп, и сроки службы меньше.
В СССР выпускаются кольцевые лампы (ЛБК) трех мощностей: 22, 32
и 40 Вт с внешними диаметрами соответственно 216, 311 и 412 мм, так что
все три лампы могут быть размещены одна в другой в одном светильнике.
Световые потоки соответственно равны 850, 1500 и 2200 лм; сроки службы
7500 ч.
Безртутные нетоксичные ЛЛ [10.9]. Основными преимуществами этих ламп
является отсутствие в них токсичной ртути и независимость параметров от
температуры окружающей среды. Наиболее разработанной и удачной по
своим параметрам является ЛЛ, наполненная неоном при рые=г=133 Па, с лю-
минофорным слоем из оксида иттрия, активированного европием, с
=^610 нм. Подобные лампы дают красное излучение с г]1/л=23-^25 лм/Вт. Из
них 15—16 лм/Вт дает излучение неонового разряда, 8—9 лм/Вт добавляет
излучение люминофора. За счет более высокого градиента потенциала лампа
мощностью 40 Вт имеет габаритные размеры 20-ваттной ЛЛ. Лампы работают
от сети 220 В с частотой тока 50 Гц со стандартным дросселем для 40-ватт-
ных ЛЛ. Пока не удалось разработать эффективные безртутные лампы бе-
лого цвета из-за отсутствия достаточно эффективных синих и зеленых люми-
нофоров.
Сведения о специальных ЛЛ, выпускаемых отечественной промышленно-
стью, см. также в [0.11].
Глава двенадцатая
РАБОТА ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП
s В РАЗЛИЧНЫХ СХЕМАХ ВКЛЮЧЕНИЯ
Большинство современных ЛЛ предназначено для работы
в электрических сетях переменного тока. Как и другие разряд-
ные лампы, они включаются в сеть только вместе с пускорегу-
лирующим аппаратом (ПРА), который обеспечивает зажигание
ламп и нормальный режим их работы.
Схемы ПРА для ЛЛ классифицируются по типу балласта и
способу зажигания лампы. Кроме того, указываются наличие
устройства, компенсирующего cos<p, и другие конструктивные и
эксплуатационные признаки. Чаще всего применяется индук-
тивный балласт, реже — индуктивно-емкостный. Балласты в ви-
де активного сопротивления или чистой емкости применяются
только в специальных случаях.
По способу зажигания ламп схемы и ПРА делятся на стар-
терные и бесстартерные. Последние в свою очередь
подразделяются на схемы быстрого и мгновенного за-
жи г а н и я.
Каждый из этих типов схем и ПРА имеет свои достоинства и
недостатки, которые определяют области их применения.
12.1. РАБОТА ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП В СХЕМАХ
СО СТАРТЕРНЫМ ЗАЖИГАНИЕМ
Зажигание ламп. Для облегчения зажигания ламп, работаю-
щих от сети 127 и 220 В без дополнительной трансформации на-
пряжения, широко применяется предварительный нагрев элект-
родов до температуры, обеспечивающей термоэмиссию, доста-
точную для зажигания разряда при более низких напряжениях
(см. § 12.2). В рассматриваемых здесь схемах нагрев электро-
нов лампы осуществляется путем их кратковременного включе-
ния в цепь тока, что достигается замыканием контакта соответ-
ствующего устройства (стартера, динистора и др.). При после-
дующем размыкании контакта возникает импульс напряжения,
Рис. 12.1'. Принципиальные схемы включения ЛЛ с различными стартерами:
а — с ключом или стертером тлеющего разряда; б — с термобиметаллическим старте-
ром; в — с простейшим электронным стартером; 1 — люминесцентная лампа; 2 — дрос-
сель; 3—ключ или контакты стартера; 4— конденсатор; 5 — нагреватель; 6 — диод;
7 — дин ис тор
превышающий напряжение сети. Этот импульс, приложенный
к лампе с еще не успевшими остыть электродами, должен за-
жечь в ней разряд. Для зажигания разряда необходимо, чтобы
импульс напряжения имел некоторую минимальную амплитуду
и энергию.
Наиболее распространенные стартерные схемы включения
ламп в сеть через дроссель показаны на рис. 12.1.
Возникающий в момент размыкания контактов переходный
процесс в цепи описывается в общем случае дифференциальным
уравнением:
Пет (i) (di/dt) -j- (2/?эл_Ь^б) i= Umax sin ((oZ-j-Q5)» (12.1)
где «ст — напряжение на контактах стартера в процессе размы-
кания (равное напряжению на лампе); L—индуктивность кон-
тура, в основном дросселя; /?эл —сопротивление электрода лам-
пы в момент разрыва цепи; Дб— активное сопротивление дрос-
селя; Umax—амплитудное значение напряжения сети.
Как видно из (12.1), величина импульса напряжения зави-
сит от индуктивности дросселя, сопротивления электродов, мгно-
венного значения тока в момент разрыва цепи, а также от
вольт-амперной характеристики переходных процессов в старте-
ре. Поскольку момент разрыва случаен, пик напряжения может
иметь также случайные значения от нуля до наибольшей вели-
чины.
Стартеры. Кратковременное замыкание и последующее раз-
мыкание цепи можно производить вручную при помощи ключа
или автоматически с помощью специального устройства, назы-
ваемого стартером. Существуют следующие типы стартеров:
стартеры тлеющего разряда, тепловые, электромагнитные, тер-
момагнитные, полупроводниковые и некоторые другие (см.
112.1]).
Рис. 12.2. Внешний вид и устройство стартера тлеющего разряда:
а — внутреннее устройство; б — откачанный стартер, смонтированный с конденсатором
на контактной панели; в — внешний вид собранного стартера в футляре
Процесс зажигания лампы при помощи стартера можно раз-
бить в общем случае на четыре стадии: подготовительная —
с момента подачи напряжения до замыкания стартера; нагрев
электродов лампы — с момента замыкания до момента размы-
кания; попытка зажигания — в момент размыкания; подготовка
стартера к следующему включению. У отдельных типов старте-
ров может отсутствовать первая стадия (см. ниже).
С точки зрения оптимальных условий зажигания лампы же-
лательно сократить или исключить первую стадию, поскольку
она задерживает момент зажигания лампы, обеспечить время
контактирования, достаточное для нагрева электродов до тем-
пературы, при которой происходит значительное снижение на-
пряжения зажигания дугового разряда (см. § 5.1), и обеспечить
при размыкании цепи стартера возникновение импульса напря-
жения достаточной величины и длительности для зажигания
разряда. Кроме того, к стартеру должны быть предъявлены тре-
бования максимальной простоты, высокой надежности и др.
Эти требования в известной мере противоречивы, и поэтому при
конструировании стартера приходится искать компромиссные
решения.
Стартеры тлющего разряда. Наибольшее распространение
получили стартеры тлеющего разряда (рис. 12.2). Стартер пред-
ставляет собой миниатюрную лампу, у которой один или оба
электрода сделаны из биметаллической пластинки. В обычном
состоянии электроды находятся на небольшом расстоянии друг
от друга. При включении напряжения между ними возникает
тлеющий разряд, нагревающий биметаллические пластинки, ко-
торые от нагрева изгибаются и замыкают цепь (1-я стадия тле-
ющего разряда). С этого момента через электроды лампы идет
ток короткого замыкания, нагревающий их до высокой темпера-
туры (2-я стадия). Как только контакт замкнется, разряд
в стартере погаснет; биметаллические пластины остывают и,
возвращаясь в нормальное состояние, размыкают цепь. В мо-
мент размыкания возникает импульс повышенного напряжения,
который зажигает разряд в лампе (3-я стадия). При установле-
нии дугового разряда в лампе напряжение на ней падает до
напряжения горения. Стартер делается с таким расчетом, чтобы
напряжение, при котором в нем возникает тлеющий разряд, бы-
ло выше рабочего напряжения на лампе и ниже минимального
напряжения сети. Поэтому при горящей лампе разряд в старте-
ре не возникает, биметаллические пластинки остаются холодны-
ми и цепь стартера — разомкнутой. Если лампа не зажглась
после первого размыкания, то стартер начинает повторять про-
цесс снова до тех пор, пока лампа не загорится.
Длительности стадий тлеющего разряда и контактирования
определяются расстоянием между биметаллическими электро-
дами и скоростями нагрева и остывания, которые в свою оче-
редь зависят от их конструкции, а также от состава и давления
наполняющего газа.
У стартеров промышленных типов длительность стадии тле-
ющего разряда составляет в среднем 0,3—1 с. Длительность
отдельного контактирования 0,2—0,6 с, что недостаточно для
прогрева электродов. Поэтому зажигание происходит обычно
после двух — пяти попыток. Стартеры несимметричной конструк-
ции (с одним электродом в виде биметаллической пластины и
другим в виде проволочки) имеют несколько большее время
контактирования, чем стартеры симметричной конструкции. Од-
нако величина импульса напряжения в них зависит от поляр-
ности электродов в момент разрыва контактов. Кроме того, при
работе в схемах с емкостным балластным устройством период
тлеющего разряда в несимметричных стартерах больше.
Стартер монтируется на изолирующей панельке с двумя
штырьками и закрывается металлическим или пластмассовым
футляром. Стартеры имеют стандартные размеры, указанные на
рис. 12.2. В футляр вмонтирован миниатюрный конденсатор не-
большой емкости, служащий для уменьшения радиопомех (см.
§ 12.6). Кроме того, он оказывает влияние на характер переход-
ных процессов в стартере так, что способствует зажиганию лам-
пы. Без конденсатора пик напряжения в стартере достигает
весьма большой величины — порядка нескольких киловольт, но
имеет очень малую длительность (1—2 мкс), вследствие чего
энергия импульса оказывается очень малой. Включение конден-
сатора приводит к снижению величины пика с нескольких до
0,4—0,9 кВ, возрастанию его длительности с 1 до 100 мкс и зна-
чительному увеличению энергии импульса.
Момент включения
Рис. 12.3. Осциллограммы тока в цепи лампы и напряжения на стартере в про-
цессе зажигания лампы при помощи симметричного стартера тлеющего раз-
ряда. (В связи с записью на шлейфовом осциллографе пики размыкания и3
получились сильно заниженными)
Это объясняется тем, что при отсутствии конденсатора во
время размыкания электродов стартера в последних точках кон-
тактирования металл нагревается током до очень высокой тем-
пературы и возникают кратковременные местные дуговые раз-
ряды, на поддержание которых расходуется большая часть
энергии, накопленной в индуктивности контура так, что на им-
пульс напряжения, возникающий после погасания последней
дуги, остается очень небольшая энергия.
При недостаточном прогреве электродов иногда возникает
однополупериодный дуговой разряд, который чрезвычайно вред-
но сказывается на работе оксидных катодов лампы, вызывая их
быстрое распыление.
На рис. 12.3 показаны осциллограммы тока в цепи и напря-
жения на стартере в процессе зажигания.
Тепловые (термобиметаллические) стартеры. Преимуществом
этих стартеров является отсутствие первой предварительной
стадии, так как контакты при отсутствии тока замкнуты, более
высокий пик зажигания и более длительное время контактиро-
вания, обычно порядка 2—3 с. Но у них есть свои недостатки:
они потребляют дополнительную мощность на поддержание на-
гревательного элемента в рабочем состоянии, более сложны по
конструкции, более сложна схема их включения, они не сразу
после отключения лампы готовы к работе. В силу этих причин
их применяют только в особых случаях, например для зажига-
ния ламп в условиях низких температур. Подробнее см. в [12.1].
Полупроводниковые стартеры. Существует ряд схем подоб-
ных стартеров. Все они работают по принципу ключа. Наиболее
полно требованиям к стартерам отвечают полупроводниковые
стартеры ждущего зажигания (см. рис. 12.1,в). Они обеспечива-
Рис. 12.4. Двухламповая схе-
ма включения с высоким ко-
эффициентом мощности и ха-
рактеристики ее работы:
а — схема; б — векторная диаграм-
ма токов и напряжения сети; в —
осциллограмма изменения световых
потоков ламп (/) и (2) и суммар-
ного потока U+2)
ют достаточный по времени нагрев электродов и размыкание
в определенной фазе напряжения, что гарантирует величину и
длительность импульса. Ввиду высокой стоимости индивидуаль-
ных стартеров подобного типа более перспективны групповые
полупроводниковые стартеры ждущего зажигания [12.2].
Таблица 12.1
Тип балласта Сила тока, А Потери мощности, % Г абаритм Масса, кг
Длина, мм Ширина, мм Высота, мм
2УБИ-8/220-ВПП-050 0,17 36 120 42 42 0,65
1УБИ-13/220-ВПП-900 0,17 37 135 39,5 36,5 0,60
2УБИ-15/220-ВПП-800 0,33 29 150 39,5 36,5 0,80
2УБИ-20/220-ВПП-800 0,37 24 150 39,5 36,5 0,80
1УБИ-30/220-ВПП-900 0,36 26 150 39,5 36,5 0,76
1УБИ-40/220-ВПП-900 0,43 25 150 39,5 36,5 0,76
1УБИ-65/220-ВПП-900 0,67 25 230 39,5 36,5 1,35
Другие типы стартеров употребляются весьма редко ввиду
сложности конструкции. Более подробно см. в [12.1].
Двухламповая схема включения. На рис. 12.4 приведена схе-
ма двухлампового ПРА с расщепленной фазой, обеспечивающая
высокий коэффициент мощности установки и уменьшение пуль-
саций суммарного светового потока ламп. Для того чтобы сум-
марный ток совпадал по фазе с напряжением сети, необходимо
обеспечить в опережающей ветви сдвиг, равный сдвигу в отста-
ющей, т. е. около 60°, при этом cos<p установки достигает значе-
ния 0,90—0,95, а глубина пульсаций общего потока уменьшает-
ся до 25%- Обычно сдвиг фаз лежит в пределах от 90 до 120°.
В табл. 12.1 даны основные параметры некоторых типов
ПРА на номинальное напряжение 220 В при коэффициенте мощ-
ности около 0,5, выпускаемых промышленностью. Более подроб-
но см. в [5.7, 5.8, 12.3], а также ГОСТ 19680—74.
12.2 РАБОТА ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП В СПЕЦИАЛЬНЫХ СХЕМАХ
Существует большое количество схем включения ЛЛ для
специальных условий работы. Ниже кратко рассмотрены неко-
торые из них.
Методы бесстартерного зажигания и классификация схем.
Наличие стартеров усложняет обслуживание, затягивает про-
цесс зажигания, иногда приводит к неприятным миганиям от-
дельных ламп, в некоторых случаях неисправности стартера
(«залипание») могут приводить к выходу из строя исправных
ламп. В силу этих обстоятельств предложено большое количе-
ство различных ПРА бесстартерного зажигания.
В зависимости от использованного режима существующие
схемы бесстартерного зажигания ЛЛ дугового разряда делятся
на две группы: схемы быстрого зажигания (или пуска) —
с предварительным нагревом катодов, которые должны обеспе-
чивать «горячее зажигание» (они могут быть применены для
зажигания ламп, у которых катоды имеют по два вывода), и
схемы мгновенного зажигания — без предварительного накала
катодов, рассчитанные на «холодное зажигание» (в этих схемах
следует использовать лампы со специальными катодами). Для
создания экономичных бесстартерных аппаратов необходимо
снизить напряжение зажигания ламп до величины, меньшей на-
пряжения сети, с учетом его падения. Наиболее эффективными
путями снижения напряжения зажигания являются предвари-
тельный накал катодов и применение проводящих полосок на
колбе (или вблизи лампы).
При наличии полоски, соединенной с электродом, и накале
катодов U3 для ламп 30 и 40 Вт удается снизить до 130—150 В.
Кроме того, на U3 оказывают большое влияние такие факторы,
как влажность и температура окружающего воздуха, состав и
Рис. 12.5. Схематическое изображе-
ние областей «холодного» и «горяче-
го» зажигания ЛЛ в схемах быстро-
го зажигания
давление наполняющего газа, конструкция и состояние электро-
дов и др. (см. § 5.1).
О напряжении зажигания даже для одной лампы можно го-
ворить только как о статистической величине, имеющей некото-
рое распределение. Поэтому зависимости U3 от различных фак-
торов должны изображаться в виде зоны, ширину которой сле-
дует строить по законам статистики.
На рис. 12.5 показаны области, соответствующие различным
условиям зажигания. В области / лампа не зажигается. Область
II соответствует зажиганию при холодных катодах — область
«холодных» зажиганий. Она наименее благоприятна для срока
службы ламп с подогревными катодами. Область III соответст-
вует зажиганию при достаточно прогретых катодах — область
«горячих» зажиганий. Она наиболее благоприятна для работы
ламп с подогревными катодами. В области IV возможны холод-
ные зажигания, несмотря на ток подогрева катодов, достаточ-
ный для «горячего» зажигания.
Схемы быстрого зажигания должны обеспечивать предвари-
тельный накал катодов, достаточный для того, чтобы лампы
работали в области «горячего» зажигания, и обеспечивать пода-
чу на лампу напряжения, гарантирующего «горячее» зажигание
дугового разряда с учетом возможного разброса параметров
ламп, пониженного напряжения сети и других неблагоприятных
факторов и по возможности исключающего «холодные» зажига-
ния. Для гарантированного зажигания ламп без полоски (верх-
няя граница области III) требуется эффективное напряжение
холостого хода не ниже 250—300 В, т. е. выше напряжения сети
220 В.
Наличие полосок и предварительный накал катодов позволя-
ют при напряжении сети не ниже 210—200 В обойтись без до-
полнительного повышения напряжения, что значительно упро-
Рис. 12.6. Некоторые схемы быстрого зажигания ЛЛ
щает схемы‘ПРА. Поэтому во всех схемах быстрого зажигания
без дополнительного повышения питающего лампу напряжения
необходимо применять полоски. С этой целью, например, выпус-
каются специальные лампы с нанесенной на поверхность трубки
проводящей прозрачной полосой или общим покрытием. Следу-
ет, однако, подчеркнуть, что в сетях со значительным снижением
напряжения 'подобные схемы не обеспечивают надежного зажи-
гания ламп (влияние полосок на U3 см. § 5.1).
Предложено большое количество схем быстрого зажигания,
тем или иным путем решающих эти задачи. На рис. 12.6 пред-
ставлены схемы, рассчитанные на работу с полоской. Предвари-
тельный накал катодом осуществляется от специальных накаль-
ных обмоток через автотрансформатор, первичная обмотка ко-
торого включена параллельно лампе. Сопротивление обмотки Z3
выбирается значительно больше 7ДР с тем, чтобы при негорящей
лампе практически все напряжение сети падало на Z3 и в на-
кальных обмотках возникала ЭДС, достаточная для нагрева
катодов (рис. 12.6,а). После зажигания лампы напряжение на
Z3 падает до Un, вследствие чего автоматически уменьшается
ЭДС накальных обмоток и подкал катодов. Схема рис. 12.6,6
аналогична схеме рис. 12.6,а, но для небольшого повышения на-
пряжения холостого хода последовательно с первичной обмот-
кой автотрансформатора включен конденсатор. В таких схемах
обычно используется явление феррорезонанса. В схемах быст-
рого пуска следует применять ЛЛ с низкоомными катодами.
Поскольку бесстартерные ПРА для ЛЛ имеют значительно
большую массу и габариты и большие потери мощности, чем
стартерные, их следует применять только в специальных случа-
ях, когда стартерные схемы неприменимы. Более подробно см.
в [5.7, 5.8, 12.1].
Работа ламп в цепи переменного тока с лампами накаливания в качестве
балласта. Применение ЛН в качестве балласта кажется заманчивым из-за
малых размеров, массы, начальных затрат и высокого cos <р. Однако этот
способ имеет много минусов: почти вдвое снижается световая отдача уста-
новки- лампы накаливания работают в очень невыгодных условиях, вслед-
ствие чего их срок службы невелик; ухудшаются условия зажигания и горе-
ния ЛЛ, что отрицательно сказывается на их сроке службы. Поэтому этот
способ не находит широкого применения.
В схеме со стартером при замыкании контактов стартера лампа накали
вания работает в условиях очень сильного перекала, что сокращает ее срок
службы. Для устранения этого дефекта можно включать в цепь стартера по-
следовательно сопротивление, ограничивающее ток в цепи лампы и катодов
допустимыми пределами. При использовании ламп накаливания в качестве
балласта индуктивность контура настолько мала, что не обеспечивает импульс
напряжения достаточной энергии для надежного зажигания ЛЛ, особенно
длинных. Поэтому приходится либо применять металлическую полоску, либо
включать последовательно с лампой накаливания небольшой дроссель, обес-
печивающий необходимую индуктивность.
При работе ЛЛ с ЛН из-за увеличения пауз тока увеличивается глубина
пульсаций светового потока ЛЛ, ухудшаются условия повторных зажиганий.
Стандартные ЛН в сочетании со стандартными ЛЛ могут обеспечить только
приблизительное соответствие электрических режимов обеих ламп их номи-
нальным значениям
Некоторые вопросы работы ЛЛ с постоянным подогревом катодов и бал-
ластной ЛН см., например, в [5.7, 12.1].
Работа ламп на постоянном токе. При работе стандартных ламп на по-
стоянном токе электрод, являющийся анодом, сильно перегревается, поэтому
желательно применять специальные лампы с другой конструкцией электродов.
На практике оба электрода делают одинаковой конструкции, поскольку по-
лярность лампы приходится периодически менять; кроме того, изготовление
различных электродов неудобно ни с производственной, ни с эксплуатацион-
ной точек зрения.
Для устранения перегрева анода увеличивают поверхность экранов. Их
делают в виде двух никелевых пластинок или цилиндра, окружающего би-
спираль. Это приводит к существенному снижению анодного падения (до
-j-ОД В, в то время как у ламп обычного типа оно составляет от 3 до 5 В).
Подобные лампы были разработаны А. Новиком и В. Сасоровым (библиогра-
фию см. в [0.9]).
При работе ламп на постоянном токе наблюдается явление катафореза,
в результате которого анодный конец лампы через некоторое время обед-
няется ртутью настолько, что начинает падать яркость свечения лампы
(рис. 12.7). После нескольких десятков часов горения достигается стационар-
ное состояние, при этом световой поток лампы может снижаться почти вдвое.
Для устранения этого явления лампу приходится периодически переполюсо-
вывать.
Явление катафореза в ЛЛ состоит в том, что положительные ионы ртути
под действием электрического поля постепенно перемещаются к катоду, в ре-
зультате чего анодный конец лампы через некоторое время обедняется
этутью. Ионы ртути, доходя до катода, нейтрализуются на нем, превращаясь
3 атомы ртути. Избыточная ртуть конденсируется на стенках трубки. Под
Рис. 12.7. Распределение яркости
по длине 40-ваттной ЛЛ, рабо-
тающей на постоянном токе без
изменения полярности:
1 — через 13 ч; 2 — через 15 ч; 3 — че-
рез 18 ч
действием образовавшейся разности концентраций со стороны катода к аноду
появляется встречный поток атомов ртути. В стационарном состоянии уста-
навливается такое распределение плотности паров ртути по длине лампы,
при котором поток положительных ионов ртути к катоду равен потоку ато-
мов ртути в обратном направлении. Давление и абсолютные значения плот-
ностей определяются минимальной температурой на внутренней стенке колбы.
Как показали А. Новик и В. Сасоров, это можно записать так:
N+b+E——DdN/dx, (12.2)
где N+ — концентрация положительных ионов ртути на расстоянии х от на-
чала координат; N — то же атомов ртути; Ь+ — подвижность положительных
ионов ртути; Е — продольный градиент потенциала; D — коэффициент диф-
фузии атомов ртути.
Учитывая, что в положительном столбе N^=Ne, выразим /V+ через плот-
ность тока и другие параметры:
0,7бе2 ХеАе£
J = eNebeE = -у— \eNeE^c
^3m.kTe е |/Ye
Подставив Ne из (12.3) в (12.2), найдем
(12-3)
—DdN/dx^slb+ \/^Те1(ске)
После интегрирования по х получим
(12.4)
N0-(lbe^TelC1keDd2rp) х,
(12.5)
где No — концентрация атомов ртути при той же температуре, но без ката-
фореза; dTp — диаметр трубки; / — сила тока.
Из формулы (12.5) следует, что катафорез возрастает с ростом силы
тока и длины лампы и уменьшается при понижении давления инертного газа,
повышении давления паров ртути и увеличении диаметра трубки.
Схемы включения. В качестве балласта применяется активное сопротив-
ление. Удобно использовать для этой цели лампы накаливания. В отношении
стабилизации справедливы все высказывания, сделанные в гл. 5 и выше.
Для зажигания ламп в сети постоянного тока требуется в несколько раз
более высокое напряжение, чем на переменном токе. Зажигание большей
частью осуществляется путем подачи импульса напряжения на предваритель-
Рис. 12.8. Некоторые схемы плавного регулирования светового потока (и ярко-
сти) ЛЛ:
п. — схема магнитного регулирования при помощи подмагничивания дросселя; б — схе-
ма регулирования при помощи автотрансформатора н со вспомогательным источником
высокой частоты ВЧ; в — фазовое регулирование при помощи схемы управления на ти-
ристорах
но прогретые электроды. Холодные зажигания должны быть исключены. Для
создания достаточного импульса напряжения последовательно с активным
сопротивлением необходимо включать индуктивность в виде небольшого
дросселя. Кроме того, должен быть предусмотрен переключатель, позволяю-
щий менять полярность электродов через определенный промежуток времени.
Схемы включения см. в [12.1, 5.7, 5.8].
Схемы плавного регулирования светового потока (яркости) ЛЛ. Световой
поток (яркость) ЛЛ можно регулировать путем изменения силы тока разря-
да. При этом во избежание быстрого разрушения катодов и погасания раз-
ряда при значительном снижении тока необходимо поддерживать постоянно
накал катодов и обеспечивать условия перезажигания разряда. Изменение.1
тока лампы возможно осуществлять путем изменения напряжения питания,
сопротивления балласта и фазы зажигания разряда (рис. 12.8).
В простейшем случае последовательно с лампой кроме дросселя вклю-
чается резистор с переменным сопротивлением. Подогрев катодов осуществ-
ляется накальным трансформатором, а для облегчения зажигания и переза-
жигаиия применена проводящая полоса (рис. 12.8,а). Схема приемлема для
небольшого числа ламп.
Изменение сопротивления дросселя обычно осуществляется путем подмаг-
ничивания его сердечника постоянным током. Для этого иа дросселе без
воздушного зазора делаются две обмотки: одна подключается последователь-
но лампе, а вторая служит для подмагничивания. Дроссель рассчитывается
так, чтобы при разомкнутой дополнительной обмотке ток лампы составлял
несколько процентов номинального. При включении нагрузки в дополнитель-
ную обмотку дросселя и изменении ее вплоть до короткого замыкания можно
увеличивать ток в цепи лампы до номинального значения. В схеме поддер-
живается независимый подкал катодов. Существуют также и другие схемы
магнитного регулирования, например путем перемещения сердечника. Недо-
статками этого метода являются громоздкость аппаратов и большие потери.
Удачной является схема, изображенная на рис. 12.8,6 {12.4]. В ней ре-
гулирование светового потока осуществляется путем изменения напряжения
питания через регулятор напряжения, а для расширения пределов регулирова-
ния параллельно источнику питающего напряжения через развязывающий и
запирающий фильтры подключен вспомогательный маломощный источник вы-
сокой частоты (5—15 кГц), обеспечивающий зажигание и перезажигание
ламп при малом питающем напряжении. Мощность вспомогательного источ-
ника ВЧ составляет около 1 % мощности ламп. Схема позволяет осуществ-
лять плавное регулирование яркости ЛЛ в пределах I—200 и может быть
использована в любой действующей осветительной установке без существен-
ной переделки. Серийные регулиторы яркости типа «Спектр» выпускаются для
Л Л мощностью 40 Вт на мощности 10, 20, 30, 40 и 50 кВт. Возможны раз-
личные модификации этой схемы (см. [5.7]).
На рис. 12.8,в представлена принципиальная схема фазового регулирова-
ния яркости ЛЛ. Обычно регулирование осуществляется при помощи тири-
сторов 7] и Т2. С увеличением пауз тока растет напряжение зажигания. По-
этому, как и в других подобных схемах, необходимы непрерывный подогрев
катодов и применение ламп с проводящей заземленной полосой. При работе
на частоте 50 Гц с ростом пауз тока увеличиваются пульсации яркости.
Схемы питания от аккумуляторов. Такие схемы используются для пере-
носных светильников. Низкое постоянное напряжение аккумулятора при по-
мощи преобразователя преобразуется в переменное, затем при помощи транс-
форматора повышается до величины, необходимой для питания лампы. Далее
применяется одна из схем включения и зажигания ламп на переменном токе.
В этих схемах, пользуясь наличием преобразователя, выгодно одновременно
повышать частоту тока, питающего лампы. Подробнее см. в [0.9, 12.1, 5.7].
12.3. РАБОТА ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП НА ПОВЫШЕННОЙ ЧАСТОТЕ
Влияние частоты на электрические характеристики. С ростом
частоты питающего напряжения значения токов, напряжений и
коэффициентов мощности ламп с разными типами балластов (R,
L, С) сближаются между собой, а начиная с частот 800—1000 Гц,
практически перестают зависеть от типа балласта, при этом k„
становится равным единице. Уменьшение влияния типа баллас-
та на электрические характеристики ламп при повышении ча-
стоты объясняется тем, что с ростом частоты динамические ха-
рактеристики разряда приближаются к равновесию, вследствие
чего форма кривых тока и напряжения для всех типов балла-
стов приближается к синусоидальной (см. рис. 5.12).
Пульсации светового потока. С ростом частоты коэффициент
пульсаций светового потока монотонно падает (50 Гц — 60%;
1000 Гц — 25%; 5000 Гц—10%)- Падение происходит за счет
инерционности свечения люминофора и появления постоянной
составляющей в излучении разряда, начиная с 400 Гц, как для
видимого, так и для резонансного излучения. При частотах око-
ло 1000 Гц и выше глубина пульсаций так мала, что стробоско-
пический эффект отсутствует.
Зависимость световой отдачи от частоты. С ростом частоты
наблюдается неравномерный рост световой отдачи, продолжаю-
щийся примерно до 20-103 Гц. При дальнейшем повышении ча-
стоты световая отдача растет очень незначительно (рис. 12.9,а).
На промышленной частоте световая отдача ламп зависит от
типа балласта. С повышением частоты эта зависимость исчеза-
ет, и, начиная с частот порядка 400 Гц, тип балласта практиче-
ски не оказывает влияния на ход световой отдачи с частотой.
Увеличение световой отдачи ламп с ростом частоты вызвано,
главным образом, уменьшением величины анодно-катодного па-
дения потенциала и анодно-катодных потерь мощности. Поэтому
у коротких ламп наблюдается более сильный рост световой от-
дачи с частотой (рис. 12.9,а). Ход градиента потенциала имеет
более сложную зависимость (рис. 12.9,6). Исследования послед-
них лет показали, что с повышением частоты повышается и све-
товая отдача столба за счет роста роли каскадного заселения
уровней 63Р и уменьшения их разрушения путем ступенчатого
возбуждения более высоколежащих уровней, уменьшения доли
упругих и стеночных потерь и уширения радиального распреде-
ления возбужденных атомов ртути на уровнях 63?, что облегча-
ет выход резонансного излучения [5.11].
Ниже приведены в качестве примера параметры энергоэко-
номичной лампы 58 Вт при работе на частотах 50 Гц и 35 кГц.
50 Гц 37 кГц
Сила тока, А............................................. 0,67 0,55
Мощность лампы, Вт......................................... 58 53
Потери в ПРА, Вт............................................17 7
Мощность лампы и ПРА, Вт................................... 75 60
Светоотдача комплекта, %....................................Ю0 120
Видно, что при переходе на частоту 35 кГц светоотдача ком-
плекта лампа — ПРА повышается на 20%.
Влияние частоты на срок службы. Согласно данным исследования [12.5]
продолжительность горения ламп ЛХБ40-4 на частоте 1 кГц примерно на
15 % больше, чем на промышленной частоте в том же режиме. При даль-
Рис. 12.9. Зависимость характери-
стик Л Л от частоты:
а — световая отдача: 1 — при Рд и 2 —
ПрИ j^const; б — градиент потенциала
Е, анодно-катодное падение удель-
ная мощность столба Р1ст(*/тр=26 мм,
/j,=const)
Рис. 12.10. Зависимость срока служ-
бы ламп ЛХБ40-4 от частоты [12.5].
Пунктиром показан разброс изме-
рений
нейшем увеличении частоты продолжительность горения падает сначала бы-
стро, а затем замедляется (рис. 12.10) так, что при 10 кГц она составляет
около 70 % продолжительности при 1 кГц. Можно полагать, что такой харак-
тер поведения продолжительности горения с частотой связан с режимом
работы электродов. При работе на повышенной частоте (800 Гц) наблюдался
более медленный спад светового потока и световой отдачи, чем на промыш-
ленной. Для выяснения механизма явлений, по-видимому, необходимы допол-
нительные специальные исследования.
Балласты при работе на повышенной частоте [5.7, 5.8]. Усло-
вия стабилизации разряда при работе на повышенной частоте
остаются в общем теми же, что и для промышленной частоты.
Для работы в заданном режиме по току при T/C=const необхо-
димо постоянство Z6(Zb=coL, Zc=l/wC). Отсюда ясно, что
с ростом частоты необходимая величина индуктивности L или
емкости С (если пренебречь активным сопротивлением) умень-
шается обратно пропорционально частоте. Вместе с уменьшени-
ем L или С уменьшаются размеры и масса ПРА. Масса дроссе-
ля и его размеры зависят от Un/Uc и выбранной величины по-
терь. В связи с тем что удельные потери в обычной электротех-
нической стали существенно возрастают с увеличением частоты,,
для получения малогабаритного легкого дросселя с небольшими
потерями на частотах свыше 1000 Гц необходимо применять
специальные магнитные материалы. При переходе от промыш-
ленной частоты на частоту, например, 3000 Гц масса дросселя
уменьшается более чем в 30—35 раз. Отсюда ясно, какую эко-
номию активных материалов дает переход на повышенную ча-
стоту.
Зажигание ламп на повышенной частоте. При частотах свы-
ше 800—1000 Гц индуктивность контура становится настолько
малой, что в стартерных схемах пик зажигания не может обес-
печить надежное зажигание ламп. Поэтому для работы на ча-
стотах 800 Гц и больше целесообразно применение бесстартер-
ных схем включения. Для ламп обычного типа, по-видимому»
наиболее рациональны схемы быстрого зажигания с резонансом.
Для снижения напряжения зажигания (на 30%) на повы-
шенных частотах (1—40 кГц) в литературе рекомендуется при-
менять частичное шунтирование проводящего прозрачного по-
крытия ламп.
Схемы питания ЛЛ на повышенной частоте. В тех случаях»
когда для питания ламп используются промышленные сети с ча-
стотой 50 Гц, наиболее перспективными следует считать схемы
на тиристорах (кремниевых управляемых выпрямителях). Мощ-
ность этих преобразователей варьируется в широких пределах.
Размеры и масса невелики. Их КПД достигает 0,92—0,94 и поч-
ти не зависит от нагрузки.
В настоящее время наметилось два основных направления
применения повышенной частоты: маломощные индивидуальные
или малогрупповые (на один светильник) преобразователи на
частоты 20—35 кГц мощностью десятки, реже —сотни ватт;
мощные (от одного до нескольких сотен киловатт) тиристорные
преобразователи на частоты от 1 до 10 кГц для группового ис-
пользования. Последние могут применяться в промышленных
осветительных установках, при этом верхний предел частоты
ограничивается допустимой величиной потерь в сетях и преоб-
разователе. В индивидуальных преобразователях обычно при-
меняют частоты от 20 до 35 кГц, с тем чтобы частоты не вос-
принимались ухом человека. Схемы преобразователей см. в [5.7,
5.8].
12.4. РАДИОПОМЕХИ, ВЫЗЫВАЕМЫЕ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫМИ ЛАМПАМИ,
И МЕРЫ БОРЬБЫ С НИМИ
Виды помех. В связи с широким развитием радио и телевидения возникла
проблема борьбы с радиопомехами, которые создаются различного рода про-
мышленными, а отчасти и бытовыми электроустановками. Существуют опре-
деленные правила, регламентирующие допустимую величину радиопомех,
создаваемых различными электроустановками [12.1].
1
I
Рис. 12.11. Схема по-
давления радиопомех,
создаваемых ЛЛ
В зависимости от происхождения радиопомехи
ЛЛ разделяют на шумы включения и зажигания,
катодные и анодные шумы. Шумы включения и за-
жигания имеют небольшую длительность и повто-
ряемость.
В рабочем режиме возникают анодные и катод-
ные шумы. Анодные шумы имеют звуковую частоту
несколько килогерц и связаны с колебаниями про-
странственного заряда положительных ионов у анода
(см. § 9.4). Катодные шумы имеют широкий спектр
излучения, лежащий в области от 0,15 до 1,5 МГц
и связаны с колебаниями пространственного заряда
электронов у катода (см. гл. 9). Установлено также,
что чем хуже контакт слоя оксида с керном, тем
выше уровень шумов, т. е. больше «шумят» плохие
или долго работавшие лампы [0.9, 0.10].
Уровень радиопомех стандартных ЛЛ в диапазоне 0,15 до 1,5 МГц со-
ставляет от 40 до 75 децибел.
Высокочастотные колебания, возникающие в лампе, распространяются
е окружающем пространстве в виде электромагнитных волн как непосред-
ственно, так и вдоль проводов сети.
Меры снижения уровня помех. Имеются два направления уменьшения
радиопомех: путем улучшения конструкции и технологии изготовления элек-
тродов и при помощи схемотехнических приемов.
Из мер, направленных на улучшение конструкции и технологии изготов-
ления электродов, надо отметить устранение экранов, которые являются по-
добием антенн, и улучшение контакта оксида с керном, в результате чего
уменьшается искрение в переходном слое.
Из мер схемного порядка чаще всего применяют конденсаторы неболь-
шой емкости (не более 0,02 мкФ), подключаемые параллельно лампе для
шунтирования радиопомех. Конденсаторы обычно монтируют в корпусе стар-
тера (см. § 12.1). Для предотвращения распространения радиопомех вдоль
проводов электрической сети используют электрические фильтры в виде кон-
денсаторов (рис. 12.11). Хорошие результаты дает экранировка ламп, причем
роль экранов частично выполняют металлические корпуса светильников. При
эксплуатации ЛЛ с электрическими фильтрами уровень радиопомех не пре-
вышает допустимых норм.
Хорошее действие оказывает постоянный подогрев электродов. Поэтому
в схемах с подкалом электродов во время работы ламп уровень помех зна-
чительно ниже. Помехи существенно уменьшаются при питании ламп током
повышенной частоты, так как при этом улучшаются условия перезажигания
дамп.
12.5. ВЛИЯНИЕ РАЗЛИЧНЫХ ФАКТОРОВ НА ПРОДОЛЖИТЕЛЬНОСТЬ
ГОРЕНИЯ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП
Продолжительность горения ламп определяется многими
причинами, которые можно разделить на три основные группы:
конструктивные, технологические или производственные и экс-
плуатационные, включая ПРА.
Подавляющая часть ЛЛ выходит из строя из-за того, что'
лампа перестает зажигаться в результате полного использова-
ния оксида и потери эмиссии. Небольшая часть ламп выходит из
строя по другим причинам, например вследствие перегорания
или обрыва спирали, натекания и т. п. Если исключить эти слу-
чайные причины, то можно принять, что продолжительность го-
рения ламп определяется в основном запасом (привесом) окси-
да на электродах и скоростью его расходования. Привес оксида
зависит от конструкции катода и в среднем для данного типа
ламп является величиной заданной. Фактический привес оксида
у каждой лампы может отличаться от среднего и определяется
технологическим разбросом при производстве. Скорость расхо-
дования оксида определяется режимом работы катодов в про-
цессе зажигания ламп и условиями горения [9.4].
К числу наиболее важных причин производственного харак-
тера, влияющих на продолжительность горения ламп определен-
ного типа, относятся давление наполняющего газа, чистота газа
и качество вакуумной обработки катодов и лампы, привес окси-
да, количество ртути.
Число причин эксплуатационного характера, влияющих на
продолжительность горения ламп, весьма велико. Среди них осо-
бо надо выделить тип и параметры ПРА. Поскольку ПРА опре-
деляет условия зажигания и горения ламп, работа ламп всегда
должна рассматриваться в неразрывной связи с ним. К числу
других эксплуатационных причин относятся изменения напря-
жения сети, число включений и длительность цикла, окружаю-
щая температура, условия охлаждения, влажность и т. д.
В реальных условиях эксплуатации ввиду одновременного
действия многих и часто не контролируемых причин кривая рас-
пределения ламп по продолжительности горения будет шире и
иной формы, чем при контрольных испытаниях.
Ниже рассмотрено влияние различных факторов на продол-
жительность горения стандартных ЛЛ (см. также гл. 5 и 11).
Влияние давления инертного газа. Снижение давления
инертного газа приводит к существенному снижению срока
службы лампы, поскольку облегчаются условия для распыления
оксида. На рис. 12.12,а приведена зависимость срока службы от
давления аргона по данным [12.6]. Срок службы при 400 Па
(3 мм рт. ст.) принят за 100%.
Рис. 12.12. Влияние давления аргона (а) и силы тока (6) на продолжитель-
ность горения Л Л [12.1, 12.6]
В производственных условиях разброс давления в отдельных
лампах из-за больших допусков на диаметр и по другим причи-
нам может достигать 10—15%, так что разброс по сроку служ-
бы только по этой причине может доходить до 50%. Отсюда
ясно, насколько важны контроль и поддержание постоянства
давления инертного газа в процессе изготовления ламп.
Влияние рода наполняющего газа и примесей. Чем меньше
молекулярный вес газа, тем меньше срок службы лампы. Это
объясняется, во-первых, тем, что с уменьшением молекулярного
веса газа уменьшается его защитная роль в отношении распыле-
ния оксида, во-вторых, тем, что увеличивается катодное падение
потенциала, что приводит к усиленному распылению оксида.
Так, при замене Аг на Ne при тех же условиях срок службы па-
дает до 40%, а при Кг соответственно повышается до 180%'
[12.6, 12.1J.
Примеси молекулярных газов, содержащие кислород, снижа-
ют срок службы, так как вызывают отравление катода и ухуд-
шение его эмиссионных способностей. Водородсодержащие при-
меси вредно сказываются на полном сроке службы, так как при-
водят к повышению напряжения зажигания и увеличению пиков
повторного зажигания (см. гл. 5 и 11).
Влияние «холодных» зажиганий. «Холодные» зажигания при-
водят к существенному снижению срока службы стандартных
ламп. Если срок службы при достаточно прогретых катодах при2
нять за 100%, то при 50% «холодных» зажиганий он снижается
примерно до 70%, а при 100% «холодных» зажиганий составля-
ет всего 30%. Поэтому в схемах с «холодным» зажиганием необ-
ходимо применять лампы со специальными катодами [12.1].
Влияние формы кривой тока. Чем больше коэффициент ам-
плитуды кривой тока и круче фронт, тем меньше срок службы
ламп. Если срок службы при синусоидальной орме кривой то-
ка (коэффициент амплитуды 1,41) принять за 100%, то при ко-
эффициенте амплитуды 2 продолжительность горения падает на
30—40%. Поэтому в требованиях на ПРА указано, что коэффи-
циент амплитуды не должен превосходить 1,7; при этом коэффи-
циенте срок службы составляет около 95%' срока службы при
синусоидальной форме кривой тока (см. ГОСТ 16809—78).
Влияние силы тока. Увеличение силы тока по сравнению
с оптимальной для работы катодов вызывает снижение срока
службы ламп (рис. 12.12,6). Уменьшение силы тока ниже опре-
деленного предела также вызывает снижение срока службы
[12.1].
Влияние напряжения сети. С ростом напряжения сети срок
службы ЛЛ падает, но значительно меньше, чем для ламп на-
каливания. Так, при повышении напряжения на 20% срок служ-
бы ЛЛ, работающих в схеме с дросселем, падает до 50%, в то
время как у ламп накаливания он падает больше чем в 10 раз.
При работе ламп в цепи с емкостным балластом изменения на-
пряжения сети влияют на срок службы меньше, чем при работе
в цепи с дросселем, но по абсолютному значению срок службы
оказывается ниже.
Рост срока службы при уменьшении напряжения сети на-
блюдается только в ограниченных пределах, так как при сниже-
нии напряжения ниже определенной величины лампа гаснет
[12-1].
Влияние продолжительности цикла и числа включений. Опы-
ты показали, что при прочих одинаковых условиях на продол-
жительность горения влияет число включений и продолжитель-
ность цикла горения. Предполагая, что во время каждого вклю-
чения происходит дополнительный расход оксида, можно запи-
сать фактическую продолжительность горения лампы тф следую-
щим образом:
Тф=тн—пДт, (12.6)
где Тн — продолжительность горения в тех же точно условиях
при непрерывном горении без выключений и повторных вклю-
чений; п — число включений; Дт — уменьшение срока службы
в расчете на одно включение — «цена включения» [12.1].
Анализ имеющегося экспериментального материала показы-
вает, что Дт зависит от длительности цикла включения, причем
в разных экспериментах получается совершенно различный ха-
рактер зависимости. Это свидетельствует о том, что Дт должно
зависеть также и от других причин, не учтенных при экспери-
ментах. К их числу надо отнести в первую очередь длительность
цикла выключения, которая, безусловно, должна влиять на за-
жигания. Поэтому наряду с «ценой включения» формально еле-
довало бы ввести и «цену выключения», которая может иметь и
обратный знак [0.9].
Об ускоренных испытаниях ЛЛ на продолжительность горе-
ния. Средняя продолжительность горения современных ЛЛ с са-
мокалящимися катодами согласно ГОСТ 6825—74 должна быть
не менее 15 тыс. ч. Поэтому длительность испытания ламп на
срок службы при круглосуточном горении составляет больше
600 сут, т. е. около 1,7 г. Совршенно ясно, что результаты подоб-
ных испытаний не могут быть использованы для оперативного
наблюдения за качеством текущей продукции. Поэтому непре-
рывно ведутся работы по созданию ускоренных методов испыта-
ния ламп на срок службы.
Было исследовано много методов, которые, как правило, сво-
дились к форсированию одного или нескольких параметров,
влияющих на срок службы ламп, и попытке установить соответ-
ствующий пересчетный коэффициент. Однако при сильном фор-
сировании параметров, необходимом для существенного сокра-
щения срока испытания, физические условия работы лампы ме-
няются настолько, что введение пересчетных коэффициентов не
может даты надежных результатов (подробнее см. в [0.9]).
Из различных методов наибольшего внимания заслуживают
метод ускоренных испытаний в режиме частых включений,
а также методы контроля количества оксида и скорости его рас-
хода.
В основе метода частых включений лежит предположение
о том, что расход оксида происходит в основном в процессе
включения ламп. Но, как было указано, цена включения не учи-
тывает всех сторон процесса и пока для нее не установлено од-
нозначной зависимости.
Количество оксида на катоде в готовой лампе может быть
определено по изменению теплоемкости катода по сравнению
с его теплоемкостью без оксида. Однако большой разброс пара-
метров катодов у отдельных ламп весьма затрудняет использо-
вание этого метода на практике.
В основе метода ускоренной оценки срока службы ламп по
скорости перемещения катодного пятна лежит предположение
о том, что известен закон перемещения пятна и он остается не-
изменным. Тогда, определив величину перемещения пятна за
небольшой по сравнению с полным сроком службы лампы про-
межуток времени, можно рассчитать время, в течение которого
должен израсходоваться весь оксид [12.7, 12.8].
В последние годы интенсивно разрабатываются математиче-
ские методы анализа качества изделий, в том числе и источни-
ков света, основанные на использовании вероятностно-статисти-
ческих корреляционных моделей [12.9].
Для оперативной оценки качества ламп в условиях производ-
ства следует систематически вести контроль на всех производст-
венных операциях, в частности регулярно контролировать давле-
ние газа в лампе (путем измерения напряжения на лампе) и его
чистоту (по напряжению возникновения высокочастотного раз-
ряда). Ориентировочное представление о сроках службы ламп
дает наблюдение за характером, интенсивностью и скоростью
появления темных налетов на концах трубки в районе электро-
дов. Появление интенсивных налетов к концу 1000 ч горения
свидетельствует о сильном распылении электродов и низком
сроке службы лампы.
По вопросам ускоренных испытаний ЛЛ на срок службы и
прогнозирования их срока службы см. в [12.7—12.9, 0.9].
Глава тринадцатая
РАЗЛИЧНЫЕ ТИПЫ РАЗРЯДНЫХ ЛАМП
НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ
13.1. НАТРИЕВЫЕ ЛАМПЫ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ
Световые отдачи современных натриевых ламп низкого давления
(НЛНД) достигают 180—200 лм/Вт. Однако они излучают почти монохрома-
тический желтый свет, вследствие чего непригодны для общего освещения.
Их применяют в специальных случаях, как, например, для освещения заго-
родных автострад, для архитектурного и декоративного освещения, в лабо-
раторной практике и т. п.
В НЛНД используется резонансное излучение паров натрия (589,0 и
589,6 нм), и в этом отношении по принципу действия они подобны ртутным
лампам НД.
Характеристики разряда в парах натрия при НД [0.6, 13.1, 0.9]. Лампы
работают в условиях насыщающих паров, и поэтому давление определяется
температурой наиболее холодного места (табл. 13.1). Температура плавления
натрия 97 °C.
Таблица 13.1
т, к t, °C /7, ММ рТ. СТ. py г, к t, °C />, мм рт. ст. Р, Па
325 52 7,85-10-10 1,046-10-’ 600 327 3,39-10“2 4,519
350 77 1,37-IO-8 1,826-10-6 650 377 1,95-10“1 25,99
375 102 1,54-10-’ 2,05-10-5 700 427 7,50-10“1 99,98
400 ' 127 l,265-10-e 1,686-10”4 750 477 2,40 319,9
425 152 8,00-10-в 1,066-10-s 800 527 6,606 880,6
450 177 4,11-Ю—6 5,48-Ю-з 850 577 16,0 2132,8
475 202 1,77-Ю-4 0,0236 900 627 34,96 4660,2
500 227 6,56-10—4 0,0874 1000 727 133,0 17728,9
550 277 6,23 IO”8 0,830 1100 827 389,2 51880,4
Рис. 13.1. Зависимости световой отдачи и потока излучения от температуры
трубки (давление паров натрия) и плотности тока J:
а —1=100 мА, rfi=18,5 мм, давление инертного газа 133 Па при О °C; б —поток излу-
чения линий 589,0 и 589,6 нм, 0 25 мм (/); световая отдача, 0 19 мм (2) и световая
отдача, 0 25 мм (3); температура трубки 230 °C
Выход излучения в зависимости от давления паров натрия. При темпе-
ратуре около 270—290 °C, что соответствует давлению паров натрия 0,5—
1,2 Па [(4—9)10-3 мм рт. ст.], световая отдача достигает максимума
(рис. 13.1,а). Аналогичный характер имеет зависимость световой отдачи от
давления и при больших силах тока, при этом положение максимума сравни-
тельно мало меняется при изменении тока. Максимальные значения световой
отдачи столба при токе 100 мА и искусственном подогреве достигают
420 лм/Вт, что соответствует энергетическому выходу 80—82 %. Теория хо-
рошо согласуется с экспериментом (см. гл. 3).
Излучение нерезонансных ИК-линий при токе 0,2 А составляет около
13 % общей мощности излучения и практически не изменяется при изменении
температуры трубки в пределах от 273 до 287 °C.
Влияние силы тока на выход излучения. Ход кривых полностью согла-
суется с теорией (см. гл. 3 и § 10.2). С ростом тока от 0,2 до 3 А (рис. 13.1,6)
возрастает доля ИК-излучения в общем излучении разряда примерно с 12
до 32 % при давлении аргона 133 Па (1 мм рт. ст.).
Влияние наполняющего газа на излучение. При зажигании холодной лам-
пы первоначально давление паров натрия ничтожно мало, и разряд происхо-
дит в наполняющем инертном газе (обычно в неоне). После того как лампа
разогреется до температуры выше 200 °C и плотность паров натрия повысит-
ся, желтое свечение натрия начинает постепенно вытеснять излучение напол-
няющего газа, поскольку потенциалы возбуждения и ионизаций у атомов
значительно ниже, чем у инертных газов.
В отличие от ртутного разряда, где инертный газ принимает непосред-
ственное участие в механизме генерации излучения (см. гл. 3 и § 10.2),
в натриевом разряде инертный газ оказывает только косвенное влияние на
излучение, вызывая изменение электрокинетических характеристик разряда.
Присутствие инертных газов при давлениях от 0,1 до 1 кПа сравнтельио
Рис. 13.2. Зависимость градиента потенциала натриевого разряда НД от тем-
пературы трубки и от силы тока:
х— d1 = 18.5 мм, риг=133 Па при О °C; /=100 мА; б — чисто натриевый разряд, d,=
= 18 мм, /ХОл=287 °C
мало влияет на световую отдачу натриевого разряда. Это объясняется тем,
«то вызываемое ими увеличение доли тепловых потерь в объеме за счет уве-
личения числа упругих соударений с электронами приблизительно компенси-
руется уменьшением потерь на стенках за счет затруднения диффузии зарядов
к стенкам. Увеличение давления инертного газа свыше 1 кПа вызывает сни-
жение выхода излучения.
Световая отдача несколько уменьшается при уменьшении атомной массы
наполняющего газа (рис. 13.1,а). Это объясняется ростом упругих потерь
в объеме и увеличением подвижности положительных ионов натрия при
уменьшении атомной массы наполняющего газа (см. гл. 3.6).
Электрические характеристики. На рис. 13.2,а дан градиент потенциала
в натриевом разряде в зависимости от температуры (давления паров натрия)
при наполнении различными инертными газами. Участки кривых до 230 °C
соответствуют градиенту потенциала при разряде в инертном газе, поскольку
давление паров натрия еще очень мало. При повышении температуры и дав-
ления паров натрия и переходе разряда в натриевый градиент потенциала
немного падает, проходит через минимум около 270 °C и затем слабо воз-
растает.
Градиент потенциала при разряде, в чистых парах натрия ниже, чем
в присутствии инертного газа При добавлении неона или аргона повышение
градиента потенциала наблюдается только до давления около 130 Па. При
увеличении давления от 100 до 1000 Па градиент практически не изменяется,
а затем начинает возрастать. На рис. 13.2,6 представлена зависимость гра-
диента потенциала в чисто натриевом разряде от силы тока.
Радиальная откачка атомов натрия. В натриевых лампах НД происходит
откачка натрия к стенкам трубки. Это объясняется тем, что поток ионов
натрия к стенкам определяется скоростью биполярной диффузии, в то время
как обратный поток атомов натрия, образовавшихся на стенке из ионов в ре-
зультате рекомбинации, определяется скоростью обычной диффузии атомов.
I В стационарном состоянии оба потока противоположного направления долж-
ны быть равны:
^бип(^»//^г)гягтр= —'Da(d«a/dOrK.rTp. (13- 1)
Поскольку коэффициент биполярной диффузии D6Hn пропорционален Т,.,
а коэффициент диффузии атомов Da~Ta, концентрация атомов натрия
у стенки при работе лампы должна быть больше концентрации ионов при-
близительно в отношении
(dn^ldrjr^Hdriildr)^ ^Те/Тл.
Вследствие этого наибольшая плотность тока и излучения смещаются от оси
трубки в сторону стенок, что приводит к увеличению выхода излучения, осо-
бенно в трубках с некруглым сечением (см. [0.10]).
Режим работы и конструктивные элементы натриевых ламп НД. Натрий
вводится в лампу в избытке, и лампы работают в насыщающих парах, дав-
ление которых определяется по температуре «холодной зоны». В эксперимен-
тальных лампах, температура которых поддерживалась на оптимальном уров-
не путем искусственного подогрева, при 7^=0,024-0,04 А/см2 удавалось по-
лучить световые отдачи, достигающие 360—420 лм/Вт [0.6]. В реальных
образцах ламп световая отдача значительно ниже, что объясняется невозмож-
ностью обеспечить поддержание температуры горелки на требуемом уровне
из-за малой величины тепловых потерь в разряде при малых плотностях
тока. Уменьшение плотности тока неприемлемо и с практической точки зре-
ния потому, что это приводит к уменьшению удельной мощности и удельного
светового потока лампы и делает невозможным создание ламп достаточной
мощности из-за непомерного увеличения их размеров. При решении этой
проблемы можно идти по пути максимально возможного уменьшения тепло-
вых потерь горелки с тем, чтобы поддерживать необходимую температуру
при возможно меньшей плотности тока, и по пути поисков условий разряда,
обеспечивающих высокую световую отдачу при достаточно больших плотно-
стях тока и удельных мощностях лампы.
Тепловая изоляция. В современных НЛНД в целях уменьшения тепло-
вых потерь горелке придают U-образную форму и помещают ее в вакуумиро-
ванную внешнюю колбу. Но этозо оказывается недостаточно, и поэтому в це-
лях дальнейшего уменьшения тепловых потерь внутреннюю поверхность
внешней колбы покрывают тонкой пленкой оксида олова SnO2 или, еще луч-
ше, оксида индия 1п2О3, прозрачной для видимого излучения и хорошо отра-
жающей ИК-излучение натриевого разряда и нагретой разрядной трубки
обратно на разрядную трубку. На рис. 13.3 показано влияние разных условий
тепловой изоляции на эффективность ламп [0.10].
Выбор условий разряда, обеспечивающих получение высокой световой
отдачи при повышенной удельной мощности, достаточной для нагрева трубки
до оптимальной температуры, следует проводить, исходя из принципов, раз-
витых при создании ЛЛ повышенной интенсивности (см. § 10.7). Одним из
возможных методов решения этой задачи является увеличение отношения
поверхности трубки к объему путем уменьшения диаметра трубки или путем
Рис. 13.3. Влияние разной тепловой изоляции на световой поток (а) и свето-
вую отдачу (б) U-образной натриевой лампы НД. Во всех случаях Рл соот-
ветствует максимальной т]л. Цифры на кривых указывают, какому типу теп-
ловой изоляции, изображенных схематически на рис. 13.3,а, соответствует
данная точка. (По данным Эленбааса, Ван Вурта и Сниссена. Библиографию
см, в [0.10])
создания ламп некруглого сечения. Повышение световой отдачи в лампах
иекруглого сечения см. в § 6.3, 10.7.
Выбор наполняющего газа. Обычно для наполнения ламп применяют неон.
Для снижения напряжения зажигания к неону добавляют 0,5—1 % аргона
(эффект Пеннинга). Давление наполняющего газа подбирают из условия по-
лучения минимального напряжения зажигания в течение всего срока службы
с учетом того, что в процессе работы лампы происходит адсорбция газа
стеклом и его давление падает. Поэтому для наполнения выбирается боль-
шее давление, обычно около 1,3 кПа, с таким расчетом, чтобы в результате
поглощения газа во время работы лампы напряжение зажигания в течение
всего срока службы не превосходило определенных пределов. В настоящее
время удалось разработать стекло, которое практически ие поглощает аргон,
и поэтому появилась возможность снизить давление наполняющих газов до
0,6 кПа.
Стекло. Обычные сорта стекол, содержащих в основном кремнекислоту,
быстро темнеют и разрешаются под действием паров натрия в разряде при
рабочей температуре лампы. В современных НЛНД применяют трубки из
гак называемого накладного стекла. Это трубки из химически стойкого
известково-натриевого стекла, внутренняя поверхность которых покрыта тон-
ким слоем (0,05 мм) боратного стекла, особо устойчивого к воздействию па-
ров натрия [7.1].
В НЛНД существуют условия для электролиза стекла в районе
спаев, что приводит к растрескиванию. В целях устранения этого явления
на вводы надевают керамические изоляторы, предотвращающие контакт плаз-
мы со стеклом, и конструируют электродные узлы так, чтобы лопаточка
была нагрета сильнее, чем остальная трубка, и около нее не мог конденси-
роваться натрий.
Катоды. В современных НЛНД с дуговым разрядом применяют само-
калящиеся активированные катоды различной конструкции (см. рис. 9.8).
В некоторых типах ламп используются подогревные катоды. Это позволяет
снизить напряжение зажигания, хотя и связано с усложнением схемы пита-
ния. В лампах тлеющего разряда применяются холодные катоды.
Ножки делаются из стекла, стойкого к парам натрия. Очень важно, что-
бы молибденовые подводки внутри лампы и прилегающие к ним части спи-
рали были закрыты. Покрытие предотвращает попадание разрядного тока
в анодные полупериоды на молибденовые подводки. Благодаря этому улуч-
шаются нагрев катода и условия перезажигания разряда, а также предотвра-
щается распыление подводок и уменьшается вероятность обрыва спирали
у подводки.
Миграция натрия. Обычно градиент потенциала в инертном газе несколь-
ко выше, чем в парах натрия. Поэтому, если по каким-либо причинам на
некоторой части трубки не окажется достаточного количества натрия, там
будет происходить большее выделение мощности и больший нагрев, чем в тех
местах, где разряд происходит в парах натрия. Это приводит к тому, что
натрий еще больше удаляется из этих мест и область, лишенная натрия, по-
степенно разрастается. В результате участки трубки, лишенные натрия, дают
свечение неона.
Для устранения этого явления необходимо иметь равномерно распреде-
ленные по длине трубки более холодные зоны с конденсированным в них
натрием. Температура этих холодных зон должна соответствовать оптимальной
с точки зрения давления паров натрия, в то время как остальная часть лампы
должна иметь более высокую температуру.
Удачным конструктивным решением вопроса является для трубок круг-
лого сечения изготовление небольших выпуклостей, равномерно распределен-
ных по длине трубки на расстоянии порядка 5 см друг от друга. В этих
выпуклостях конденсируется натрий, так как их температура ниже, чем
у остальных частей трубки (см. рис. 13.4).
Современные типы НЛНД (см., например, [11.5]). За рубежом лампы
выпускаются на мощности от 18 до 180 Вт. Разрядная трубка имеет U-об-
разную форму, причем оба колена расположены почти вплотную друг к другу.
По внешней стороне трубки расположены небольшие выпуклости. Горелка
смонтирована внутри вакуумированной внешней стеклянной колбы цилиндри-
ческой формы, внутренняя поверхность которой покрыта тонкой пленкой окси-
да индия. Лампы снабжены двухконтактным цоколем. Схематический вид
ламп такого типа показан на рис. 13.4. Выпускавшиеся в 70-х годах лампы
с прямой разрядной трубкой с желобками ввиду сложности изготовления и
худших параметров в настоящее время сняты с производства.
В табл. 13.2 приведены некоторые параметры современных НЛНД, вы-
пускаемых фирмами «Филипс» и «Осрам». Срок службы ламп составляет
Рис. 13.4. Общий вид современной натриевой лампы низкого давления
Таблица 13.2
Тип лампы м
Параметр NaI8, SOXX18 ЫаЗБ, SOXX35 Na 55, SOXX55 06XOS ‘06BN Nal35, SOXX135 №180, SOXX180
Номинальная мощность, Вт Минимальное напряжение зажигания при /окр до минус 18 °C, В Напряжение на лампе, В Сила тока, А Световой поток (после 100 ч горения), клм Габаритная длина,, мм Внешний диаметр, мм 18 370 50 0,45 1,8 216 54 35 390 70 0,6 4,8 310 54 55 410 НО 0,59 8 425 54 90 420 112 0,94 13,5 530 68 135 540 165 0,95 22,5 775 68 180 600 240 0,90 33 1120 68
15 тыс. ч. Вследствие малой инерционности разряда глубина пульсаций све-
тового потока достигает почти 100%.
Схемы включения. Ввиду высоких напряжений зажигания и рабочих на-
пряжений (см. табл. 13.2) лампы включаются в сеть 220 В через повышаю-
щие автотрансформаторы с большим магнитным сопротивлением.
Время разгорания (до 80 % Фяом) 7—12 мин. Вследствие хорошей тепло-
изоляции горелки температура окружающего воздуха и условия охлаждения
оказывают слабое влияние на скорость разгорания и режим работы лампы.
13.2. ЛАМПЫ С ПАРАМИ РАЗЛИЧНЫХ МЕТАЛЛОВ
ПРИ НИЗКОМ ДАВЛЕНИИ
Бактерицидные лампы. УФ-излучение ртути 254 нм обладает сильным
бактерицидным действием. Поэтому оно широко используется для обеззара-
живания воздуха, жидкостей, продуктов. Лампы, предназначенные для этой
цели, носят название бактерицидных. В зависимости от назначения могут
применяться бактерицидные лампы мощностью от 3,5 до 60 Вт различных
размеров и форм. Бактерицидные лампы по своей конструкции и электриче-
ским характеристикам подобны ртутным ЛЛ дугового разряда с самокаля-
Щимися электродами; они отличаются от них тем, что колбы бактерицидных
ламп изготовляются из специального увиолевого стекла, прозрачного для
УФ-излучения с длиной волны 254 нм, и не покрываются люминофором. Оте-
чественная промышленность выпускает актерицидные лампы четырех типов
мощностью 8, 15, 30 и 60 Вт (см. [13.7]).
Полезный срок службы бактерицидных ламп определяется падением про-
зрачности увиолевого стекла для излучения 254 нм и составляет от 3. до
5 тыс. ч [13,7, 13.2].
Лампы включаются в сеть по тем же схемам и с теми же ПРА, что и ЛЛ
соответствующей мощности и напряжения.
Помимо ртутных и натриевых ламп разработаны лампы НД с парами
цезия Cs, рубидия Rb, калия К, цинка Zn, кадмия Cd, таллия Т1 и др. Эти
лампы различной конструкции находят применение как источники линейча-
того излучения в различных участках спектра для различных специальных
целей, например для спектрального анализа [0.11, 0.9, 13.3].
Цезиевые лампы НД являются эффективными источниками резонансного
излучения паров цезия с длинами волн 852,1 и 894,3 нм. При pCs~l,3 Па
(150 °C) на долю резонансных линий может приходиться до 80—90 % мощ-
ности излучения столба. С ростом давления и силы тока выход резонансных
линий падает. Однако было установлено, что наполнение ламп аргоном до
давления 27—29 кПа (200—220 мм рт. ст.) значительно увеличивает выход
резонансных линий, причем высокий выход получается при давлении паров
цезия около 270 Па (300 °C) и силах тока в несколько ампер. Это объясня-
ется уширяющим действием аргона. Для цезиевых ламп применяют специаль-
ные накладные стекла того же типа, что и для натриевых ламп НД (см.
§ 13.1).
Лампа, предназначенная для получения высокого выхода резонансного
излучения, представляет собой трубку с развитым столбом, работающую
в условиях, близких к оптимальным, т. е. при давлении паров цезия около
270 Па и давлении аргона 27—29 кПа. Для поддержания требуемого давле-
ния паров цезия лампа помещена в стеклянную вакуумную рубашку. Выбор
силы тока, необходимой для поддержания температуры около 300 °C, произ-
водится по формулам гл. 7. Электроды оксидные. Существует несколько ламп
подобного типа мощностью от 50 до 500 Вт.
Исследования показали, что малейшие примеси кислорода, азота и угле-
кислого газа вызывают значительное тушение резонансного излучения. На-
оборот, небольшие добавки водорода к чистому аргону вызывают повышение
выхода резонансного излучения: так, добавка 0,006 % Hs вызывает увели-
чение выхода излучения на 30—50 %.
Инфракрасное резонансное излучение цезиевых ламп модулируется зву-
ковыми частотами вплоть до 1 -103 Гц.
Срок службы цезиевых ламп НД может составлять несколько сотен ча-
сов. Более подробно, а также библиографию см. в [0.9].
Рубидиевые и калиевые лампы. По своим свойствам они близки к цезие-
вым лампам. Упругость пара у рубидия лишь немного, а у калия примерно
в 5—10 раз ниже, чем у цезия. Резонансное излучение рубидия и калия, так
же как и у цезия, лежит в близкой ПК части спектра. Для изготовления
горелок применяется, так же как для цезиевых и натриевых ламп, специаль-
ное стекло.
Спектральные лампы с парами металлов [0.9, 0.11, 13.7, 13.8]. Лампы
состоят из небольшой разрядной трубки, заключенной внутри стеклянной кол-
бы цилиндрической формы. Разрядные трубки наполняются аргоном и не-
большим количеством одного из следующих металлов: ртути, цинка, кадмия,
таллия, натрия, калия, рубидия или цезия.
Разрядные трубки ртутных, цинковых, кадмиевых и таллиевых ламп изго-
товляются из кварцевого стекла. Для разрядных трубок натриевых, калие-
вых, рубидиевых и цезиевых ламп применяется специальное стекло, устойчи-
вое к воздействию разряда в парах этих веществ. В лампах используются
активированные вольфрамовые катоды. Лампы рассчитаны на небольшие
мощности и напряжения.
Условия разряда подбираются таким образом, чтобы лампы излучали на-
ряду с резонансными и нерезонансные линии.
Выпускаются также спектральные лампы с газами — гелием, неоном,
аргоном, криптоном и водородом (см. § 13.4).
Двухразрядные лампы (с комбинированным разрядом) типа ЛК, ЛК2—
ЛК4 представляют собой стеклянную цилиндрическую колбу диаметром
42 мм с плоским торцовым окном и октальным цоколем (общая длина
235 мм). Внутри колбы вдоль оси смонтированы один или несколько сквоз-
ных полых катода. На конце со стороны цоколя расположен оксидный ка-
нальный катод, закрытый сверху цилиндрическим экраном. Со стороны окна
расположен анод в виде кольца. Лампы обычно наполнены неоном. Катодное
распыление металлов, содержащихся в катодах, осуществляется при помощи
тлеющего разряда, а возбуждение происходит не только в тлеющем разряде,
но дополнительно в продольном дуговом разряде между накаленным катодом
и анодом. Благодаря этому лампы дают более интенсивное излучение
в основном резонансных линий. Питание ламп осуществляется от специального
источника питания (ППСП-1), обеспечивающего работу ламп как в непре-
рывном режиме, так и в режиме селективной модуляции прямоугольными
импульсами. Выпускаются лампы, дающие излучение свыше 25 элементов.
Подробнее см. [13.3].
Специальные типы ламп НД с парами металлов. Упомянем некоторые
из них.
Лампы с амальгамами применяются при изучении комбинационного рас-
сеяния. В этих лампах электродами служат амальгамы кадмия и цинка.
Электроды охлаждаются водой во избежание повышения давления паров и
уширения спектральных линий. Источником излучения служит столб разряда
в парах ртути при низком давлении с добавкой паров кадмия или цинка
[13.7].
Лампы тлеющего свечения с полым катодом, содержащим различные ме-
таллы (наполняются аргоном или неоном). Внутренняя поверхность полого
катода выполняется из того или иного металла. Тогда в полом катоде при
тлеющем разряде возбуждаются и излучаются весьма узкие спектральные
линии (0,001—0,002 нм) соответствующего металла (см. [13.3]).
Высокочастотные безэлектродные лампы представляют собой замкнутую
полость из стекла, наполненную определенными металлом и буферным газом
при давлении в несколько сот паскалей. Полость может иметь форму сферы,
тороида и т. п. Лампа помещается в высокочастотное электромагнитное поле,
создаваемое генератором. При этом происходит ионизация паров металла и
газа и их возбуждение. Для наполнения применяют главным образом метал-
лы I и II групп таблицы Менделеева (см. каталог. Газоразрядные лампы.
Изд. Разноэкспорт).
Лампы повышенной яркости для модуляции излучения. Источником излу-
чения служит дуговой разряд в смеси паров ртути при относительно низком
давлении с гелием. Разряд проходит через узкую цилиндрическую трубку
диаметром около 1 мм. Благодаря этому увеличивается плотность тока и
оптическая толщина слоя, что приводит к увеличению яркости. Относительно
большая поверхность стенок по сравнению с объемом трубки увеличивает
скорость деионизации и тем самым повышает модуляционную способность.
Увеличению яркости и улучшению модуляционных свойств способствует на-
полнение лампы легким газом гелием, поскольку при этом возрастает подвиж-
ность электронов и ионов и повышается электронная температура. Яркость
лампы составляет (18—20)-104 кд/м2. Излучение может модулироваться
вплоть до 60 кГц [0.9].
13.3. ГАЗОВЫЕ ЛАМПЫ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ
С ПОЛОЖИТЕЛЬНЫМ СТОЛБОМ
В качестве наполняющей среды для ламп НД со столбом наиболее широ-
ко применяют неон. Неоновые лампы используют для сигнального, декоратив-
ного и рекламного освещения, а также при искусственном выращивании рас-
тений. Другие инертные газы в чистом виде применяются редко. Аргон
широко используется для наполнения ламп вместе с парами ртути. В этом
случае газ играет вспомогательную роль, а основную выполняет разряд в па-
рах ртути.
По форме разряда газосветные лампы НД со столбом разделяют на лам-
пы тлеющего и дугового разряда.
Неоновые дуговые лампы НД [0.6, 0.9, 13.7]. Видимое излучение неона
образуется большой группой спектральных линий, лежащих в области 580—
730 нм и возникающих при переходах возбужденных атомов на резонансные
и метастабильные уровни неона (см. гл. 2). Большой выход нерезонансного
излучения при НД может быть получен путем увеличения роли ступенчатого
возбуждения (см. гл. 3 и 6). Для этого необходимо увеличивать концентра-
цию электронов, т. е. силу тока. Полезным оказывается увеличение до неко-
торых пределов диаметра трубки, так как при этом более полно используются
метастабильные атомы неона для ступенчатого возбуждения, а также умень-
шаются потери у стенок (рис. 13.5).
Градиент потенциала в неоне и других инертных газах при НД имеет
немонотонный ход от давления (рис. 13.6,а), так называемый эффект Рам-
зауэра (см. гл. 2). Быстрый рост градиента, начиная с давлений 660—
1300 Па (5—10 мм рт. ст.), связан со стягиванием разряда к оси трубки. На
рис. 13.6,6 приведен участок кривой градиента вблизи минимума для неона
с примесью аргона.
Рис. 13.5. Зависимость световой отдачи неонового разряда от давления неона
при различных силах тока для трубок диаметром 61 мм (а) и 14 мм (б)
С ростом диаметра трубки и силы тока градиент потенциала убывает
(рис. 13.6,в). На рис. 13.6,г показана зависимость градиента потенциала
в аргонно-ртутном разряде от диаметра трубки и силы тока для трубок ма-
лого диаметра и небольших токов (см. § 10.2).
Анодно-катодное падение потенциала в неоновых лампах дугового раз-
ряда с активированными самокалящимися электродами лежит в пределах от
15 до 25 В.
Наиболее высокие световые отдачи столба неонового разряда — 34—
42 лм/Вт — получены в трубках диаметром 61 мм при давлении 40—70 Па
(0,3—0,5 мм рт. ст.) (см. рис. 13.5,а). Световые отдачи реальных ламп со-
ставляют 7—18 лм/Вт. Это обусловлено тем, что на практике не удается
реализовать оптимальные условия разряда.
Выбор необходимого режима разряда, размеров колбы и других узлов
для получения лампы с заданными параметрами производится в соответствии
с принципами, изложенными в гл. 6 по методам гл. 7.
Лампы дугового разряда со столбом представляют собой стеклянную
трубку диаметром от 15 до 40 мм и длиной от нескольких десятков до 100—
150 см. По концам трубки впаяны самокалящиеся активированные электроды,
концы которых выведены к цоколям. Области трубки, в которых находятся
электроды, обычно уширены для уменьшения нагрева стекла. Трубки в зави-
симости от назначения лампы имеют прямую или изогнутую форму. Общий
вид лампы подобного типа представлен на рис. 13.7 [13.7].
Высоковольтные трубки тлеющего разряда для рекламы [13.7, 13.5]
представляет собой лампы, состоящие из стеклянных трубок диаметром от
10 до 30 мм и длиной от 10 см до 3 м. Наиболее употребительны диаметры
от 10 до 18 мм и длины от 1 до 1,5 м. По концам трубок впаяны холодные
электроды, выведенные к цоколям. Общий вид ламп дан на рис. 13.8,а. Лам-
пы наполняются неоном или аргоном до нескольких сот паскалей. В настоя-
щее время высоковольтные трубки тлеющего разряда применяют преимуще-
Рис. 13.6. Зависимость градиента потенциала в столбе разрядов НД от раз-
личных факторов:
а —от давления для Не, Ne, Аг, Кг (0 20 мм, 7=0,3 А); б — от давления для Ne+
+0,2 % Аг при нескольких диаметрах трубки (7=1 А); в — от силы тока при разных
диаметрах трубки (Ne при рхол=530 Па); г —от диаметра трубки при различных си-
лах тока (Аг 530 Па+Hg при (о=20 °C)
Рис. 13.7. Обший вид неоновой лампы дугового разряда типа ДНЕСГ-500:
/>л=б00 Вт, ^<so В, 7=6,5 А, <Х>Д=65ОО лм. Тср=1000 ч, Zmax= 1300 мм, Dmax=
==65 мм (в области электродов)
Рис. 13.8. Общий вид
высоковольтных трубок
тлеющего разряда (а) и
схемы их включения (б)
И (в)
ственно с различными люминофорами, которые наносятся на внутреннюю
поверхность трубки. В этом случае в лампы наряду с инертным газом обыч-
но вводится ртуть. Такие лампы представляют собой, по существу, разновид
ность ртутных ЛЛ тлеющего разряда (см. рис 10.1,е). Применение различных
люминофоров дает возможность получить целую гамму цветов и повысить
световую отдачу ламп.
Благодаря разнообразной цветности излучения, возможности придания
трубкам различной формы и простоге включения эти лампы, часто именуемые
газосветными трубками, широко применяются для рекламного и декоративно-
го освещения, а также для сигнального освещения и некоторых других це-
лей. Конструкцию и расчет электродов см. в гл. 9.
Диаметр стеклянных трубок в области электродов выбирается исходя из
того, чтобы температура стекла не превосходила допустимых пределов, а про-
свет между электродом и стеклом был небольшим и затруднял распростране-
ние разряда на внешнюю поверхность электрода. Расчет диаметра трубки по
заданной температуре и при заданных условиях охлаждения производят по
формулам гл. 7, при этом можно принимать, что вся мощность, выделяющая-
ся на электродах, идет на нагрев стекла.
Наполнение трубок производят неоном до давления 800—1200 Па (6—•
9 мм рт. ст.), а аргоном — до 400—800 Па (3—6 мм рт. ст). Узкие короткие
трубки надо наполнять до более высокого давления (на несколько сот пас-
калей), так как в них больше сказывается жестчение.
Значения градиента потенциала разряда в инертных газах и Ar-|-Hg
в зависимости от тока и диаметра трубки приведены на рис. 13.6. Неоновые
трубки диаметром 10—18 мм при силе тока 20—25 мА дают световой поток
около 100 лм на 1 м длины, при этом их яркость составляет около 103 кд/м2,
а световая отдача 9—11 лм/Вт.
Включение в сеть переменного тока обычно производят через трансфор-
маторы высокого напряжения с большим магнитным сопротивлением. Наибо-
лее распространена схема последовательного включения ламп, представленная
на рис. 13.8,6. В установках повышенной надежности применяют индивиду-
альное питание каждой лампы (рис. 13.8,в) Напряжение зажигания (А прак-
тически пропорционально длине трубки. Для неона при диаметре трубки
16 мм 1/3 на 1 погонный м трубки составляет 1000 В/м, а при диаметре
18 мм — 850 В/м, для аргона с парами ртути — соответственно 600 и
520 В/м.
Лампы повышенной яркости. Для повышения яркости ламп низкого дав-
ления увеличивают плотность тока и толщину излучающего слоя в направле-
нии наблюдения. С этой целью между электродами устанавливают узкую
диафрагму той или иной формы, через которую проходит разряд. Сущест-
вуют различные варианты подобных ламп. Таким путем удается поднять
яркость в десятки и даже сотни раз. Например, яркость неонового разряда,
проходящего через вольфрамовую трубку диаметром 0,2 см и длиной 1 см,
при плотности тока 600—800 А/см2 повышается до 3—4 Мкд/м2, в то время
как яркость неонового разряда в трубке диаметром 2 см при плотности тока
0,6 А/см2 составляет 0,02 Мкд/м2 [0.8, 0.9].
13.4. ЛАМПЫ ТЛЕЮЩЕГО СВЕЧЕНИЯ
Лампы тлеющего свечения представляют собой стеклянную колбу, в ко-
торую впаяны два электрода, расположенных на небольшом расстоянии друг
от друга (рис. 13.9,а). Промышленность выпускает сигнальные неоновые
(СН), миниатюрные неоновые (МН), неоновые специальные — панельные
(ПН), фазовые (ФН), волномерные (ВМН), точечные модуляторные (ТМН-2)
и другие типы ламп. В зависимости от типа лампы световой поток состав-
ляет от 0,02 до 5 лм, яркость — от 0,1 до 10 ккд/м2, световая отдача — от
0,2 до 1,8 лм/Вт. Срок службы—от нескольких сотен до нескольких тысяч
часов Их применяют в качестве индикаторных и сигнальных ламп, указате-
лей полярности, модуляторных, цифровых ламп и т. п. Помимо того, свойства
тлеющего свечения широко используются для изготовления различных раз-
рядных приборов, например стартеров, стабилизаторов и делителей напряже-
ния, выпрямителей, тиратронов и т. д. (см. [13.6]).
СН-1 и CH-2 ПН-1 МН-7 МН-3 МН З-МН-6 ФН-2 ВМН-1
Рис. 13.9. Общий вид
ламп тлеющего свечения
различного типа (а) и
зависимость характери-
стик излучения от то-
ка (б):
1 — область нормального
тлеющего разряда; 2 — то
же аномального
Включение ламп в сеть осуществляется последовательно с балластным
сопротивлением, в качестве которого, независимо от рода тока применяются
активные сопротивления.
Излучение. Тлеющее свечение покрывает светящейся пленкой только элек-
трод, соединенный с отрицательным полюсом. Поэтому при работе на посто-
янном токе свечением покрыт только один электрод, а при работе на пере-
менном токе свечение попеременно с частотой сети покрывает то один, то
другой электрод. Излучение с весьма малой инерционностью следует за изме-
нениями мощности, что дает возможность модулировать его вплоть до частот
в несколько десятков тысяч герц, а также использовать для регистрации бы-
стропеременных процессов.
В области нормального тлеющего разряда при увеличении силы тока
яркость свечения остается неизменной, а площадь свечения и, следовательно,
поток излучения изменяются пропорционально току. В области аномального
тлеющего разряда с увеличением тока возрастает яркость свечения, и про-
порционально ей возрастает поток излучения (рис. 13.9,6).
Цвет и спектр излучения определяются в основном родом наполняющего
газа. Наиболее широко применяется для наполнения неон, дающий отчетливо
видимое оранжево-красное свечение. Аргон дает бледно-голубое свечение. До-
давление ртути к неону вызывает появление синевато-белого ореола, окру-
жающего светящуюся пленку оранжево-красного цвета. В спектре излучения
появляются линии ртути.
При наполнении ламп чистым неоном наряду с пленкой тлеющего свече-
ния оранжево-красного цвета, покрывающей катод, появляется синий ореол
и свечение в объеме Оно возникает в результате возбуждения метастабиль-
ных атомов неона. Для устранения ореола к неону добавляют около 25 %
гелия, атомы которого разрушают метастабильные атомы неона. Для целей
фотографирования излучения, например, в осциллографах тлеющего разряда
применяют наполнение ламп азотом, который дает ряд полос в сине-фиоле-
товой и близкой УФ частях спектра, обладающих высокой актиничностью.
Давление наполняющего газа выбирают больше, чем это соответствует
минимуму кривой pl (см. § 5.1), с таким расчетом, чтобы изменение U3,
а также и других характеристик, вызванное уменьшением р за счет «жестче-
ния» в течение всего срока службы, не превосходило заданных пределов.
Срок службы определяется в основном жестчением. Оно тем меньше, чем
больше объем колбы, чем выше давление газа, чем меньше плотность тока
и напряжение на лампе.
Величина минимального напряжения зажигания и значение pl, соответ-
ствующее Uamin, зависят от рода наполняющего газа, от свойств поверхности
и формы катода. Снижение U3mtn при выбранном наполняющем газе может
быть достигнуто путем введения небольших примесей аргона, снижающих
Us (эффект Пеннинга), а также активированием поверхности электродов.
Электроды ламп тлеющего свечения. Форма и размеры электродов опре-
деляются назначением лампы. От него зависят форма и размеры светящейся
поверхности, потребляемая мощность, допустимые размеры лампы, срок служ-
бы и другие требования.
Расстояние между электродами должно быть не меньше длины катодных
частей разряда при выбранных условиях разряда. Выбор материала электро-
дов, режима их работы и размеров см. в § 9.2 и 9.6.
Форма и размеры колбы выбираются, исходя из условий применения лам-
пы, формы и размеров электродов, требуемого срока службы и теплового
режима (см. гл. 6 и 7). При расчете теплового режима колбы можно прини-
мать, что вся мощность, выделяющаяся в лампе, идет на нагрев колбы
(ол=ь:1), в миниатюрных лампах заметная часть мощности отводится через
поколь и патрон.
Падение напряжения на лампе в условиях аномального тлеющего
разряда можно определять по эмпирической формуле вида
с
U.-i = Пк.н + (Лс~ At) ^а, (13-2)
где {7к.н — нормальное катодное падение при заданных условиях. Его можно
считать пропорциональным работе выхода. Оно зависит также от рода на-
полняющего газа и формы электрода (см. § 9.2); с — коэффициент пропор-
циональности; Us — падение напряжения у анода. Его можно принимать рав-
ным 15 В.
Лампы тлеющего свечения широко применяются в современной технике
для отображения информации, см., например, [13.6].
Сигнальные малогабаритные ЛЛ тлеющего свечения. Конструктивно они
подобны малогабаритным лампам тлеющего свечения, например, типа TH,
но отличаются от них тем, что кроме инертного газа — аргона в лампу вво-
дится небольшое количество ртути, а внутренняя поверхность колбочки по-
крывается, как и у ЛЛ, слоем того или иного люминофора, определяющего
цвет свечения. Принцип действия их таков же, как и у ртутных ЛЛ, но
КПД значительно ниже, так как для возбуждения резонансного излучения
ртути используется область тлеющего свечения.
Промышленность выпускает около 20 типоразмеров ламп оранжевого,
желтого, зеленого, голубого цвета на рабочие токи 1 и 3 мА. Яркости свече-
ния в зависимости от цвета должны быть не ниже 50 кд/м2 для оранжевых,
20 для желтых и зеленых и 2,5 для голубых. Сроки службы в зависимости
от типа составляют от 2 до 5 тыс. ч. Лампы работают в стандартных сетях
переменного тока напряжением 127, 220 и 380 В с последовательно включен-
ным резистором соответствующего сопротивления и мощности. Лампы пред-
назначены в основном для систем автоматики и радиоэлектроники, но могут
с успехом применяться и в других случаях.
Глава четырнадцатая
РТУТНЫЕ ЛАМПЫ ВЫСОКОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ
(ВЫСОКОГО И СВЕРХВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЙ)
14.1. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РТУТНЫХ РАЗРЯДОВ ВЫСОКОГО
И СВЕРХВЫСОКОГО ДАВЛЕНИИ, КЛАССИФИКАЦИЯ ЛАМП
Среди различных разрядных источников света лампы с раз-
рядом в парах ртути получили наиболее широкое применение.
Это объясняется тем, что с помощью ртутного разряда удается
создавать источники излучения в УФ, видимой и близкой ПК
областях спектра, обладающие высокой эффективностью и
высокой яркостью; ртуть имеет такую зависимость упругости
пара от температуры, которая позволяет создавать лампы с дав-
лениями от одного паскаля до одного-двух десятков мегапаска-
лей с весьма разнообразными характеристиками; пары ртути
химически малоактивны и почти не взаимодействуют с материа-
лом колбы и электродов.
Лампы с разрядом ВД и СВД отличаются от ламп НД зна-
чительно более высокими плотностями излучения, и поэтому их
часто называют лампами высокой интенсивности.
Основные направления развития и классификация. Примене-
ние кварцевого стекла для колб (см. § 7.1) открыло широкие
возможности развития ртутных ламп ВД и СВД. Оно позволило
создавать лампы с весьма высокими удельными мощностями и
давлениями, применять водяное охлаждение и использовать бо-
гатое УФ-излучение ртутного разряда. Применявшиеся до этого
лампы в колбах из тугоплавких стекол с рабочими температура-
ми до 400—450 °C могли работать только при значительно более
низких удельных мощностях, чем в кварцевом стекле, и при дав-
лениях, не превышающих (1—2) • 105 Па. Кроме того, из-за не-
прозрачности стекла в них не могло быть использовано УФ-из-
лучение разряда с длиной волны короче 330 нм.
После этого развитие ртутных ламп ВД и СВД пошло по
двум основным направлениям: по линии создания ламп, облада-
ющих высоким КПД излучения в различных участках спектра,
и по линии создания ламп, обладающих высокими плотностями
излучения (см. § 6.3 и 6.4). В результате были разработаны сле-
дующие основные типы ламп.
Трубчатые лампы ВД в колбах из тугоплавких, в основном
кварцевых (или кварцоидных), стекол с естественным, реже воз-
душным охлаждением. Они используются главным образом
в различных облучательных установках как эффективные источ-
ники излучения в УФ и видимой областях спектра (см. § 14.2).
Развитие ртутных ламп СВД привело к созданию двух основ-
ных типов ламп с высокими плотностями излучения:
капиллярные лампы с принудительным охлаждением (§ 14.3).
В настоящее время эти лампы применяются крайне редко;
ртутные шаровые лампы СВД с короткой дугой типа
ДРШ-—лампы в кварцевых колбах, по форме близких к шару
с дугой, длина которой сравнима или меньше диаметра колбы
(см. § 14.4). Лампы работают обычно при естественном и реже
воздушном охлаждении.
Лампы двух последних типов используются как источники
высокой яркости в видимой и УФ областях спектра.
В самостоятельные группы выделились трубчатые ртутные
лампы в кварцевых колбах с давлениями от 2-105 до 5-105 Па
с исправленной цветностью (см ниже).
Лампы типа ДРЛ во внешних колбах, покрытых слоем лю-
минофора, весьма широко применяются для промышленного и
наружного освещения (см. § 14.5).
Лампы, последовательно включаемые с вольфрамовой спи-
ралью в общей внешней колбе или так называемые ртутно-на-
кальные, применяются для освещения и облучения (см. § 14.6).
Разгорание разряда. Первоначально разряд происходит при
низком давлении паров ртути, которое определяется температу-
рой лампы в момент возникновения разряда. Все характеристи-
ки соответствуют при этом разряду НД при тех же давлении,
диаметре и токе. По мере разогревания колбы и испарения рту-
ти повышается давление ее пара и вместе с тем изменяются
характеристики разряда: растут градиент потенциала, поток из-
лучения, световая отдача и яркость. Нормально процесс завер-
шается полным испарением ртути и стабилизацией характерис-
тик разряда. Время разгорания определяется скоростью уста-
новления теплового режима колбы и обычно составляет не-
сколько минут. Типичная картина изменения характеристик
ртутных разрядов ВД и СВД в процессе разгорания показана
на рис. 14.26,а.
Зависимость давления паров ртути от температуры и дози-
оовка ртути. При наличии жидкой ртути давление пара в лампе
определяется как давление насыщенных паров по минимальной
температуре на поверхности жидкой фазы. Она близка к мини-
мальной температуре внутренней поверхности лампы, с которой
может соприкасаться ртуть. Давление насыщающих паров резко
возрастает с ростом температуры, как это видно из приведенных
ниже данных [0.9].
Температура, °C 265 340 360 420
Давление: Па мм рт. ст. I,33-104 1 • 102 6,66-104 5-Ю2 1,33-10Б 1 -103 2,67-10Б 2-103
Температура, °C 490 550 620 730 850
Давление: Па мм рт. ст. 6,66-10» 5-103 1,33-106 1-Ю4 2,67-106 2-104 6,66-106 5-104 1,33-Ю7 1-Ю6
Поэтому при работе лампы в насыщающих парах даже не-
значительные изменения температуры колбы вызывают резкое
изменение давления и плотности пара, а вместе с тем всех ха-
рактеристик разряда. Для того чтобы уменьшить зависимость
характеристик лампы от режима ее работы, ртутные лампы ВД
и СВД наполняют строго дозированным количеством ртути с та •
ким расчетом, чтобы в нормальных условиях горения вся ртуть
полностью испарялась и разряд происходил в ненасыщенных
парах. (Исключение составляют некоторые типы капиллярных
ламп с водяным охлаждением, работающие в пересыщенных
парах ртути.) При этом давление определяется количеством
введенной в лампу ртути и изменяется пропорционально эффек-
тивной температуре колбы, измеряемой в градусах Кельвина,
т. е. значительно медленнее, чем в области насыщающих паров
(см. § 7.9).
Градиент потенциала и анодно-катодное падение. Градиент
потенциала исследовался в широком диапазоне изменения пара-
метров разряда: давление паров ртути от килопаскалей до деся-
ти мегапаскалей (0,01—100 атм), диаметры от 0,2 до 5 см, токи
от 0,1 до 10 А [0.9, 4.1]. Установлено, что экспериментально
найденные значения хорошо согласуются с данными более точ-
ного численного решения уравнений § 4.9.
Для инженерных расчетов удобно пользоваться полученными
нами приближенными эмпирическими формулами, которые дают
значение Е с точностью ±10—15%•
Трубчатые лампы:
13р°-55 dr°’2S/-0’2, '
или
E~2Qp^ dE'13Р^'2,
(14.1)
где р, 105 Па; dlt см; I, А; Р1Ст, Вт/см.
Формулы проверены при изменении р от 0,5 до 15 на 105 Па,
di от 0,6 до 3 см, I от 0,5 до 5 А и Дет от 30 до 100 Вт/см, т. е.
охватывают наиболее употребительную область изменения усло-
вий разряда в трубчатых лампах с естественным охлаждением.
Расчет по (4.132) из-за ряда допущений в П-модели дает
при высоких р заниженные значения Е. Ошибка растет с ро-
стом р до 10—25%. При mi—const с ростом Pt немного растет
р за счет уширения Т(г) (см. § 4.9, [4.1]).
Для ламп СВД с короткой дугой в шаровых колбах
ЕаИЗр2/3, (14.2)
где р, 105 Па; Е, В/см.
Формула проверена в диапазоне изменения р от 10 до 100 на
105 Па, / от 2 до 10 мм и />4 А.
Для капиллярных ламп с водяным охлаждением (di = 2 мм,
14-1,5 А), работающих на переменном токе, Де-Гроот нашел
(см. [0.9])
£«2,8р+100, (14.3)
где р, 105 Па.
При других диаметрах и токах получаются несколько другие
коэффициенты.
Анодно-катодное падение потенциала Ua.K в ртутных дугах
ВД и СВД сравнительно мало зависит от условий разряда и
лежит обычно в пределах от 12 до 18 В.
Спектр излучения. С ростом давления и силы тока изменяет-
ся распределение энергии излучения между спектральными ли-
ниями. Относительный выход резонансных линий 185 и 254 нм
падает. Обе линии уширяются асимметрично в длинноволновую
часть спектра. По мере повышения давления и диаметра трубки
увеличивается поглощение ре-
зонансного излучения в более
холодной и плотной оболочке,
окружающей разрядный шнур.
Зона самообращенпя расширя-
ется так, что при давлениях
порядка нескольких мегапаска-
лей в области резонансных
линий появляется провал в из-
лучении, ширина которого
растет с ростом давления,
асимметрично в длинноволно-
вую область спектра (рис.
14.1) С ростом давле-
ния и тока происходит силь-
ное уширение также и нерезо-
нансных линий. Большинство
линий самообращено. При
давлениях выше нескольких
сот килопаскалей (нескольких
атмосфер) появляется замет-
ный непрерывный фон. Его ин-
тенсивность быстро растет с
ростом давления и тока. В ре-
Рис. 14.1. Спектры ртутных разря-
дов ВД и СВД при различных дав-
лениях, диаметрах и токах [0,9]:
а — общий вид фотоспектров в УФ-обла-
сти при разных условиях разряда: 1 и 7—
р«1,3 Па, <А=22 мм, 7=7,5 А; 2 — р~
«?1*105 Па. dj=22 мм, 7=5 А; 3 — р=
=20-10® Па. d,=4,2 мм, 7=0,5 А; 4 —
Р=20-105 Па. di=4,5 мм, 7=5,6 А; 5 —
Р» 12540s Па, di=2 мм, 7=1,2 А; 6 —
р&ПЬЛФ Па, di=l мм, 7=1,1 А. Спек-
тры 4, 5 и 6 — лампы с водяным охлаж-
дением; б — распределение энергии излу-
чения в видимой и близкой ИК-областях
спектра при различных условиях разряда
(спектры разрядов II—IV с водяным ох-
лаждением):
Номер спект- ра dlf мм 7. А Е, В/см Р» 105 па р, Вт/см
7 4,2 0,4 120 25 40
II 4,5 5,8 135 зо 720
III 2,0 1,2 500 100 500
IV 1.0 1,1 800 150 710
Примечание. Пунктиром пока-
зан спектр излучения, прошедшего через
слой воды толщиной 3 мм
зультате при БД и больших
токах отдельные спектральные
линии расплываются и как бы
тонут в возрастающем непре-
рывном фоне. С ростом давле-
ния и тока этот процесс охва-
тывает все большее число ли-
ний, начиная со слабых линий
с высокими потенциалами
возбуждения, так что спектр
постепенно превращается из
линейчатого в непрерывный.
В реально применяемом в на-
Рис. 14.1 а
Рис. 14.1 б
го
S 2 С-, См g
-I------------I.C3 ГС---------------1------------1-----------------------
7^=* Ю5-90& HM r. wxw 5‘Z / | Z7‘Z Z‘Z7 p0 Sl0 P‘q у Ob 1 1S£) 09 S3 03 St Ot S L 15-90S нм
936HM — 936 нм
•3
596 H и 4 596 нм
_ 577-5 79 HM c === у 77-579 нм L , C'ES
<"’7>“ > / ) f W в^Ю' 130 нм 1370HM Ohm H 1 чй Ji 3 1 Ширина 57 к 1019 н 130 НМ 370 НМ 700 НМ V ~t~ 0! тм м | ипч^и
стоящее время диапазоне давлении и токов спектр ртутных раз-
рядов ВД и СВД еще сохраняет отчетливо выраженный линей-
чатый характер.
На рис. 14.1 представлены спектры ртутных разрядов при
различных условиях разряда, иллюстрирующие указанные изме-
нения [0.9J.
Пути исправления цветности ртутных ламп высокого и сверх-
высокого давлений. Современные ртутно-кварцевые лампы
с давлением от 3-105 до 15-105 Па имеют высокую световую от-
дачу, достигающую 50—60 лм/Вт, срок службы, доходящий до
15 и более тыс. ч. Они компактны, могут изготовляться на раз-
личные мощности (от 50 Вт до нескольких киловатт), хорошо
зажигаются и работают в сетях напряжением 220—380 В. С этой
точки зрения они являются весьма удобными и экономичными
источниками для общего освещения. Однако их широкому при-
менению для этой цели препятствует плохая цветопередача чи-
сто ртутного разряда. Основным дефектом является отсутствие
излучений в красной части спектра, что приводит к неприятному
искажению цветопередачи объектов с высокими коэффициента-
ми отражения в оранжево-красной части спектра, и в первую
очередь человеческой кожи. Поэтому главные усилия были на-
правлены на устранение именно этого недостатка.
Существуют следующие пути улучшения цветопередачи ртут-
ных ламп.
1. Совмещение излучения ртутных ламп с излучением ламп
накаливания в различных вариантах. Этим путем можно добить-
ся значительного увеличения красного излучения, но при этом
существенно снижается общая световая отдача установки.
2. Превращение богатого УФ-излучения ртутно-кварцевых
ламп при помощи люминофоров в недостающее излучение
в красной части спектра. В этом случае в принципе можно до-
биться не только улучшения качества цветопередачи, но даже
повышения световой отдачи.
3. Введение светящихся добавок в ртутный разряд, заполня-
ющих промежутки между видимыми линиями ртути.
Наиболее широкое распространение получили лампы с ис-
правленной цветопередачей при помощи люминофоров.
Первые два метода исправления цветопередачи ртутного
разряда решают эту задачу только частично, поскольку основ-
ную долю в световом потоке ламп с исправленной цветопереда-
чей по-прежнему составляет излучение линий ртутного разряда.
Добавляемые для исправления цветопередачи излучения лишь
незначительно меняют характер распределения энергии, преиму-
щественно в красной части спектра. Поэтому МК.0 предложила
оценить качестве цветопередачи этих ламп по «красному
отношени ю», или проценту красного. «К раснымотноше-
н и е м», или процентом красного, называют отношение светового
потока, измеряемого в области от 610 до 780 нм, ко всему свето-
вому потоку лампы:
[ 780 / 780 1
J <p(Z)V(Z)rfz/ J <p(^VWdJ-1000/0, (14.4)
610 I 280 J
где <p(A)—спектральная плотность потока излучения лампы;
V (А)—относительная спектральная световая эффективность.
В качестве основного метода оценки качества цветопередачи
источников света общего назначения в настоящее время принят
метод «контрольных цветов» (см. § 11.2 и [0.11, 0.13]).
В начале 60-х годов был открыт новый способ введения све-
тящихся добавок в ртутный разряд в виде иодидов, который от-
крыл совершенно новые возможности создания ламп, обладаю-
щих самыми разнообразными спектрами излучения и имеющих
при этом значительно более высокие КПД, чем ртутные лампы.
В этой главе рассмотрены лампы, в которых используются
первые два метода исправления цветности. Принцип действия
ламп со светящимися добавками см. в гл. 15—17.
14.2. РТУТНЫЕ ЛАМПЫ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ ТРУБЧАТОЙ ФОРМЫ
Устройство и принцип действия. Лампы этого типа представ-
ляют собой цилиндрическую трубку большей частью из кварце-
вого стекла с впаянными по концам активированными самона-
каляющимися электродами. Некоторые типы ламп для облегче-
ния зажигания разряда имеют один или два вспомогательных
электрода. В лампу вводится небольшое, строго дозированное
количество ртути и аргон (реже другой инертный газ или смесь
газов) при давлении от нескольких сот до нескольких тысяч пас-
калей. Аргон служит для облегчения зажигания разряда и за-
щиты катодов от разрушения в начальной стадии разгорания.
Некоторые типы ламп монтируются внутри стеклянной колбы.
Излучение. Исследование и анализ характеристик излучения
столба ртутных разрядов ВД были предметом ряда публикаций
еще в предвоенные годы (библиографию см. в [0.9, 14.1]). Ни-
же приведена часть этих результатов. Однако когда разрабаты-
вались методы инженерного расчета ламп (см. гл. 6), то оказа-
лось, что имеющиеся экспериментальные данные не охватывали
всего необходимого диапазона, в связи с этим были проведены
систематические экспериментальные исследования излучения
большинства спектральных линий ртути в широком диапазоне
изменения условий разряда.
Удельные потоки излучения спектральных линий, областей
спектра и световой поток при постоянном градиенте потенциала
и диаметре трубки являются примерно линейными функциями
Pict, или, иначе говоря, силы тока (рис. 14.2).
W 50 60 Р7ст, Вт/см в)
Рис. 14.2. Зависимость удельных световых и энергетических потоков от удель-
ной мощности для ртутных трубчатых ламп (по измерениям Дж. Керна и
П. Шульца; библиографию см. в [0.9]):
а — удельный световой поток (£=29 В/см); б — удельный поток в УФ-области 270—
320 нм (£=32,5 В/см); s — удельные потоки спектральных линий: О—365 нм, —
546 нм, А— 578 нм (£=38 В/см, й=10 мм); потоки излучения всех линий при £1СТ=
= 35,7 Вт/см приняты за 100
С ростом диаметра при Дет и Е=const световой поток не-
сколько возрастает, в то время как поток УФ-излучения падает
(рис. 14.3).
Излучение спектральных линий. На рис. 14.4 представлены
экспериментальные значения удельных сил излучения наиболее
интенсивных линий ртутного разряда в зависимости от давления
паров ртути для трех диаметров трубки (10, 16 и 24 мм) и не-
скольких удельных мощностей столба, полученные Г. С. Сары-
чевым и Г. Н. Гаврилкиной [14.2]. Данные для более слабых
линий имеют аналогичный характер.
Рассмотрение данных рис. 14.4 показывает, что:
1) удельная сила излучения видимого триплета ртути 546,1;
435,8 и 404,6 нм, имеющего наиболее низкий потенциал возбуж-
дения после резонансных линий, для всех исследованных диа-
метров трубок и удельных мощностей столба растет с ростом
давления вплоть до 13-105 Па (104 мм рт. ст.). Наиболее круто
растет линия 546,1 нм, наименее круто — линия 404,6 нм. При-
знаки «насыщения» этих линий с ростом давления появляются
при больших диаметрах и удельных мощностях, при давлениях
(8—10) • 105 Па [(6—8)-103 мм рт. ст.], причем раньше для ли-
нии 404,6 нм и позже для линии 546,1 нм;
2) все остальные исследованные линии, имеющие более высо-
кие потенциалы возбуждения, в том числе и группа желтых ли-
ний (248,2; 265,2; 269,9; 280,4; 289,4; 296,7; 302,8/303,6;
312,6/313,2; 334,1; 365,0/366,3; 491,6; 577,0/579,1 нм), возраста-
ют с ростом давления, проходят через максимум и падают. Для
„ в;
Рис. 14.3. Зависимость излучения ртутных ламп от диаметра трубки (по изме-
рениям Дж. Керна и П. Шульца; см. [0.9]):
с—выход излучения в области 300—400 нм; б —в области 270—320 нм (Е=32 В/см);
в — потоки излучения спектральных линий (Д ст==54 Вт/см, Я=31 В/см)
большинства линий максимум лежит в оОласти давлений (2,Ь—
—4) 10s Па [(2—3) 103 мм рт. ст.]. Положение максимума не-
сколько зависит от удельной мощности и диаметра;
3) при постоянных значениях PiCi и р удельные силы излуче-
ния сравнительно слабо зависят от диаметра. Излучение види-
мого триплета несколько возрастает с ростом диаметра; для из-
лучения остальных нерезонансных линий наблюдается более
сложная зависимость.
Таким образом, с ростом давления при PICT—const и d}-=
=const центр тяжести излучения перемещается в область види-
мых линий ртути.
Ртутный разряд ВД излучает и в близкой ИК-области спект-
ра в следующих наиболее интенсивных спектральных линиях,
соответствующих переходам между уровнями с высокими потен-
циалами возбуждения (длины волн округлены): 1014,1119/29,
1189/1208, 1357/96, 1530, 1690/1708 нм. Зависимость излучения
этих линий от условий разряда аналогична зависимости других
линий, соответствующих переходам между высоковозбужденны-
ми уровнями. При /?Hg~l-10s—1,5-105 Па, 154-20 мм, /«
«34-4 А в них сосредоточено 10—11% суммарной мощности
излучения столба, включая линии и непрерывный фон.
Коэффициент полезного действия излучения отдельных линий
и световая отдача. С ростом удельной мощности эти параметры
возрастают, стремясь к некоторому пределу, различному для
различных линий и участков спектра. На рис. 14.5,а представле-
на зависимость световой отдачи от удельной мощности. Предель-
ная световая отдача столба для трубок диаметром 20—25 мм
составляет 80—85 лм/Вт (библиографию см. в [0.9, 14.1]). При
одинаковой удельной мощности световая отдача возрастает
с ростом диаметра трубки и давления.
Зависимость КПД излучения отдельных и спектральных ли-
ний от давления при /31CT=const и c?i=const подобна зависимо-
сти сил излучения, представленной на рис. 14.4, поскольку изме-
рения проводились при PjcT=const. Поэтому для КПД справед-
ливы все приведенные выше выводы. Для всех спектральных
линий, кроме видимого триплета, максимум КПД лежит в обла-
сти давлений (2,5—4)10® Па [(2—3) 103 мм рт. ст.]. Максимум
световой отдачи благодаря росту зеленой линии с давлением
смещен в сторону больших давлений (рис. 14.5).
Яркости трубчатых ламп в середине шнура при изменении
от 6 до 15 мм, Рит от 20 до 80 Вт/см и К от 20 до 60 В/см мо-
гут быть найдены по экспериментальным данным рис. 14.6 или
рассчитаны по эмпирической формуле, предложенной Ж- Кер-
ном (библиографию см. в [0.9]):
Аог^ЖЛсг+ЗД)/^9, (14.5)
где Р1СТ, Вт/см, dx, мм, Lw, Мкд/м2.
Рис. 14.4 а)
1333
If (Л), Вт/^см-стерад)
Рис. 14.4. Удельные силы излучения наиболее интенсивных линий в столбе ртутных трубчатых ламп в зависимости
от давления пара ртути для трех диаметров и нескольких значений удельной мощности:
а — cZl=IO мм; б — di=16 мм; в — d\=24 мм
Рис. 14.5, Зависимость световой отдачи столба ртутных трубчатых ламп от
Удельной мощности (а) и от давления пара ртути (б) при нескольких значе-
ниях Р1 ст.’
------ — d=10 мм;--------16 мм; ---Э----- —24 мм
Баланс энергии столба. Теоретические и экспериментальные
методы определения баланса и его составляющих были рассмот-
рены в § 4.10, 6.2, 7.5.
Удельная мощность суммарного излучения столба кварцевых
трубчатых ламп является приблизительно линейной функцией
удельной мощности столба и практически не зависит от давле-
ния и диаметра (см. § 4.10). Согласно исследованиям В. Элен-
бааса [4.1] для ртутно-кварцевых трубчатых ламп ВД
Ф1выш=хТст (Р 1ст—Р 1т) ~ 0,72Р 1ст [ 1— (10/Рict) J .
Формула проверена при изменении Ркт от 20 до 100 Вт/см,
pdi> 105 (р, Па, di, см).
В гл. 4 указывалось, что с ростом Р1ст происходит медленный
рост Pit- По экспериментальным данным В. Эленбааса 1966 г.
этот рост можно представить в виде эмпирической формулы
Р1: 4,5Pic't2S, проверенной в пределах изменения PiCT от 25 до
80 Вт/см.
Далее, ио более поздним измерениям тсТ~0,65. Изложение
этих результатов и их обсуждение приведены в § 16.2. Примем
для инженерных расчетов среднее значение тСт=0,68. Тогда
с учетом этих результатов получим
Ф1ВЫШ ~ 0,68 (Р1ст- Р1Т) 0,68Р1ст [ 1 - (4,5/Р?^)]- (14.6)
Отсюда т)сум = 0,68 [ 1 — (4,5/Р?ёт5)1 и доля мощности столба,
идущая на нагревание трубки из кварцевого стекла
аст = 1 - ъ 0,32 + (3,0/Р?ст5). (14.7)
Фактически аСт зависят от качества кварцевого стекла и техно-
логии изготовления ламп и могут меняться в пределах ± (5—
7) % Кроме того, при расчетах надо иметь в виду, что в процес-
се горения разрядные трубки темнеют и аСт увеличивается.
Выбор режима работы и расчет трубчатых ламп (см. также
гл. 6, 7 и 9). Расчет производится путем решения системы урав-
нений, рассмотренных в гл. 6. Порядок расчета зависит от за-
данных исходных данных. Задача решается сравнительно просто,
если, например, заданы мощность лампы Рл, рабочее напряже-
ние на лампе Йл, рабочее давление паров ртути р, температура
колбы и условия ее охлаждения. Могут быть заданы и другие
параметры.
Для практики весьма важно нахождение оптимальных пара-
метров лампы применительно к определенным условиям ее экс-
плуатации. Для решения подобной задачи необходимо произве-
сти расчет серии ламп с переменными параметрами и выбрать
Рис. 14.6. Зависимость яркости в се-
редине шнура разряда от удельной
мощности для ртутных трубчатых
ламп различного диаметра
из них оптимальную. Одна из
главных трудностей при этом
заключается в недостаточном
количестве данных о связи
полного срока службы ламп и ;
спада излучения с расчетными
параметрами.
Ртутные лампы трубчатой
формы с естественным охлаж-
дением используются преиму-
щественно как источники из-
лучения в видимой или УФ ча-
стях спектра. С этой точки зре-
ния важна задача нахождения
лампы заданной мощности и
напряжения, обладающей максимальным КПД или световой
отдачей при сроке службы не менее требуемого.
Если заданы Дет и ил, то приблизительно задана и величина
приэлектродных потерь. Что касается КПД столба, то для его
повышения необходимо повышать Рют и выбирать значения дав-
ления и диаметра трубки, обеспечивающие наибольший выход
излучения в требуемой области спектра. Из приведенных выше
данных вытекает, что для получения наибольшей световой отда-
чи столба следует выбирать давление паров ртути примерно от
5-105 до 10-105 Па (5—10 атм) и увеличивать диаметр трубки,
в то время как для получения максимального КПД излучения
в УФ части спектра следует выбирать меньшие давления, соот-
ветствующие максимуму выхода излучения в УФ части спектра.
При окончательном выборе давления и размеров разрядной
трубки необходимо учитывать влияние конвекции. Оно рассмот-
рено ниже (см. также § 4.11 и 7.2).
Расчет серии ламп для нахождения оптимального варианта
можно проводить, например, по рассмотренной ниже схеме. В за-
висимости от конкретных условий в расчет могут быть внесены
различные усовершенствования.
Ход расчета рассмотрим на конкретном примере. Пусть, например, зада-
но: Рл=250 Вт; [7л=ь65{7ст1п=ь0,65-200=&130 В; р=&2-105 Па, что близко
к максимуму КПД УФ-излучения; охлаждение естественное при /о=20°С.
Находим силу тока: /=РлДл£ЛгЬ:250/(0,9- 130)^t2,l А.
По заданному р (см. табл, в § 14.1) находим /(р)==405сС, соответствую-
щую выбранному давлению насыщающих паров ртути. Фактические темпера-
туры колбы при всех условиях эксплуатации должны лежать выше этой тем-
Рис. 14.7. Кривые к расчету колб трубчатых ртутных ламп:
а — зависимость тепловых потерь с единицы поверхности кварцевых трубок различно-
го диаметра от температуры их поверхности в условиях естественного охлаждения при
/о=20 °C; б — зависимость удельных (на 1 см длины) мощностей нагрева, тепловых по-
терь н расстояния между электродами от диаметра трубки; 1=2 А, р=2-105 Па
пературы. Примем /iOT/ns^(p)-b45=K450°C и tlmax—Zimin—Ю0ч-200 сС (см.
§ 7.6). В качестве материала для колбы выбираем кварцевое стекло.
Дальнейшие результаты расчета зависят от выбора рабочей температуры
колбы. Максимальная температура внутренней стенки Umax определяет срок
службы лампы т, связанный с кристаллизацией кварца по рис. 7.5. Эффек-
тивная расчетная температура внешней поверхности /2эф позволяет опреде-
лить диаметр колбы.
Исходя из условия для давления р^2-105 Па и задаваясь, например,
сроком службы не меиее 104 ч, примем для расчетов
/2Эф=к(/1и,„4-50) 3s (450+50) ~500 °C;
/2эф^(6тОх—70)^(820—70) =к750 СС.
Из баланса энергии имеем
а„кя1Е=д2пд.2,
(14.8)
где <?2 определяется условиями охлаждения (см. гл. 7).
Значение d2 для заданной температуры /2эф находим как точку пересе-
чения правой (охлаждение) и левой (нагрев) частей уравнения (14.8), по-
строенных в зависимости от диаметра (рис. 14,7,6). Построение облегчается
тем, что правая часть почти прямая линия, а левая часть сравнительно слабо
зависит от диаметра так, что для построения каждой кривой достаточно трех
точек. При расчете колб из кварцевого стекла принимаем сСт для Аст^
А=25 Вт/см по (14.7), а при Pict^25 Вт/см примем сст приближенно равным:
Р1СТ, Вт/см.............
^ст...........••••••«••
jcq., Вт/сМ
10 15 20 25
0,8 0,7 0,64 0,58
8,0 10,5 12,8 14,5
Для определения Е в функции di при заданных р и I используем приближен-
ные формулы (14.1), пря этом di=d2—26, где 6 — толщину стенки колбы —
из конструктивных и технологических соображений принимаем в пределах
q ]—0,3 см. Если 6<gd, то можно принимать di^d2. Значение <72(^2, d2) для
кварцевого стекла в условиях естественного охлаждения находим из
рис. 14.7,0, рассчитанного по данным гл. 7.
Пользуясь известной из формул (14.1) зависимостью Е от dt при задан-
ных значениях р в /, находим расстояние между электродами в зависимости
от di и d2:
t/a.K)/£(di)^115/E.
Эта зависимость построена на рис. 14.7,6.
Для трубчатых ламп следует соблюдать условие Z>(3=-5)di.
На отношение l/d и давление накладываются дополнительные ограниче-
ния, связанные с влиянием конвекции паров ртути внутри горелки и газа
снаружи на температурную неоднородность и на стабильность разряда.
По данным Эленбааса (см. гл. 4 и 6) условие стабильности для столба
вертикально горящего ртутного цилиндрического разряда запишется [4.1] так:
m1^30d1'1-5. (14.9)
Отсюда, пользуясь приближенной формулой mi=b0,7pd(- (см. § 7.9), находим
pd^’^AS, (14.101
где р, 105 Па db см.
Исходя из условия механической прочности для цилиндрической колбы,
напишем (см. § 7.8):
pflondC26[<TAOn—<7it(o-,.k/<7it)C], (14.11)
при этом принято 6-Cd. Для кварцевого стекла в условиях естественного
охлаждения можно пренебречь тепловыми напряжениями (см. § 7.8). Тогда,
принимая одоп~150 кгс/см2, получаем
Paond^3006. (14.12)
Значение 6=0,1-^0,3 см из конструктивных и технологических соображений.
На рис. 14.8 построены зависимости (14 10) и (14.12), из которых видно,
что главную роль играет ограничение по стабильности, и только при d<2 см
и 6^0,1 см начинает преобладать ограничение по механической прочности.
При выбранных нами параметрах обеспечивается и стабильность разряда, и
механическая прочность колб.
Таким образом, при заданных и р, задаваясь значениями темпе-
ратуры колбы, находим т, d2, di, Е, I и Picl. По этим данным, пользуясь
рис. 14.4 и Г4.5, определяем КПД лампы.
Аналогичным путем по заданной предельно допустимой рабочей темпе-
ратуре для определенного сорта стекла рассчитываются предельно допусти-
мые значения р и Р1СГ в функции диаметра d2 и толщины стенки 6. Расчеты
показывают, например, что при использовании тугоплавкого стекла с /2эф=
=450 °C, непрозрачного для излучения с Л<330 нм, Рит=(<72/аСт);rd2^s;
^2,8nd2 *. На рис. 14.8 приведены значения Pimn для указанного стекла при
^2эф=450 °C и для кварца при двух значениях температуры /2Эф- Из рисунка
* Пст^(1-[-ПкВарц)/2.
Рис. 14.8. Зависимость предельно
допустимого давления по усло-
виям механической прочности
кварцевой трубки при двух значе-
ниях б и стабильности разряда,
а также удельной мощности стол-
ба для тугоплавкого стекла при
450 °C и кварцевого стекла при
750 и 900 °C от диаметра:
1 в 2—по уравнению (14.12); 3 — по
(14.10)
видно, что применение кварцевого стекла позволяет значительно повысить
р
1 1ДОП-
Масса ртути, вводимой в лампу, находится по формулам § 7.9.
Размеры электродов. Поскольку строгий расчет размеров электродов сло-
жен и не может быть выполнен с достаточной точностью, предварительный
выбор размеров электродов при инженерных расчетах целесообразно прово-
дить, пользуясь методом теплового подобия (см. гл. 6 и 9). Для этого вы-
бирается электрод аналогичной конструкции, хорошо зарекомендовавший себя
в работе при определенных условиях разряда, по возможности близких к за-
данным, и производится пересчет его размеров так, чтобы в новых условиях
работы обеспечить тот же тепловой режим электрода (см. § 9.8, рис. 9 13).
Размеры молибденовой фольги для ввода и размеры ножки рассчиты-
ваются по данным § 7.9. Окончательные размеры выбираются с учетом всей
конструкции лампы и технологии ее производства.
Тип лампы Номинальная мощность, Вт Напряжение на лампе, В Сила тока, А Длина дуги, мм
ДРТ 230 230 70 3,8 60
ДРТ 400 400 135 3,3 120
ДРТ 1000 1000 145 7,5 175
ДРТск 1000 1000 580 2,0 513
ДРТ 2500 2500 850 3,4 1000
ДРТ 2800 2800 1150 2,4 610
ДРТ 4000-04 4000 1900 2,4 1000
ДРТ 5000 5000 1800 3,1 1100
1 Спад потока излучения в УФ-области на 20 %.
Примечание. Положение горения — горизонтальное. Время разгорания — около 5 мин.
Основные типы ртутных трубчатых ламп ВД и их характери-
стики (см. [13.7, 14.1] и ГОСТ 20401). Подавляющее большин-
ство современных ламп этого типа выпускается в разрядных
трубках из кварцевого стекла.
Лампы типа ДРТ (дуговые, ртутные, трубчатые) кроме ви-
димого и близкого ИК дают большое количество излучений
в УФ-области спектра и применяются для облучения в медици-
не, сельском хозяйстве, в фотохимии и других областях. Специ-
альные типы ламп применяются в светокопировальных аппара-
тах, для УФ-сушки и других целей (см. ниже) [0.11]. Для осве-
щения они не применяются из-за плохого качества цветопереда-
чи. Для освещения применяют ртутные лампы с исправленной
цветностью (см. § 14.5 и 14.6).
Лампы изготавливаются на мощности от 125 Вт до 10 кВт.
В табл. 14.1 приведены основные параметры ламп, выпускаемых
нашей промышленностью.
Средний срок службы ламп составляет 1000—3000 ч и опре-
деляется главным образом падением потока излучения в УФ ча-
сти спектра (табл. 14.1).
Общий вид ламп типа ДРТ 230—1000 дан на рис. 14.9,а.
Лампы имеют несколько модификаций, отличающихся конструк-
цией крепежной арматуры и цоколей (см. ГОСТ 20401—75).
В табл. 14.2 приведено относительное распределение излуче-
ния по спектру.
Распределение энергии в спектре излучения отдельных ламп
может заметно отличаться от приведенных средних данных.
Включение в сеть производится по схеме рис. 14.9,6. Для об-
легчения зажигания ламп ДРТ 230, 400 и 1000 служит узкая ме-
таллическая полоска, соединенная с конденсатором С емкостью
300—500 пФ. Зажигание осуществляется кратковременным на-
жатием ключа К.
Таблица 14.1
Диаметр раз- рядной труб- ки/внешней колбы, мм Г абаритная длина лампы, мм Диапазон спектра в УФ и фиолетово- синей областях, нм Поток излучения в указанном диапа- зоне спектра, Вт Средний срок службы1, ч
20 190 240-450 22—24 1500
22 265 240-450 37-39 2700
32 350 240-450 125-128 1500
23/38 645 350-450 80 2500
21 1200 350-450 — 3500
21 700 350—450 200 1000
14 1118 360-370 220 1300
20/50 1290 350—450 420 1500
Таблица 14.2. Относительное распределение энергии излучения
в спектре ламп ДРТ 230, 400 и 1000
Длина волны, нм Среднее значение энергии, % Длина волны, нм Среднее значение энергии, %
248,2 10,5 302,2/2,6 31,2
253,7 26,1 312,6/3,2 68,0
265,2 23,4 334,1 6,6
270,0 4,1 365,0/6,3 100,0
275,3 3,2 404,7/7,8 35,9
280,0 10,3 435,8 62,4
289,4 5,0 546,1 71,8
296,7 14,3 577 9 / 70,4
/
УФ-нормаль (лампа типа ДРТС-250). Ртутный разряд ВД
при соблюдении ряда условий может быть использован в качест-
ве эталонного источника УФ и видимого излучения (рис. 14.9,в
и г). Более подробно см. в [14.1].
Лампы типа ДРТ для светокопировальных работ, УФ-сушки
и других технологических целей (рис. 14.10). Исходя из усло-
Рис. 14.9. Общий вид ламп типа ДРТ и схемы их включения:
с —лампы типа ДРТ 230, 400 и 1000; б —схема нх включения; в — лампа типа
ДРТС-250-04: 1 — электрод; 2 — кварцевая трубка; 3 — цоколи; 4 — выводы; 5 —кварце-
вый защитный колпачок; г —схема включения лампы типа ДРТС-250-04; Б — барре-
тер на 2 А
Рис. 14.10. Общий вид ламп типа ДРТ для светокопировальных и других
технологических применений:
а — ДРТск 1000; б —ДРТ 2500, в — ДРТ 2800; г —ДРТ 5000
вий применения лампы имеют большую длину и, как следствие,
требуют для работы и зажигания высоких напряжений. Мощно-
сти ламп в зависимости от длины и удельной нагрузки лежат
в пределах от 1 до 10 кВт. Лампы работают в горизонтальном
положении. Очень важным требованием является высокая рав
номерность излучения по длине Для этого проводится строгий
контроль постоянства диаметра и толщины стенок разрядных
трубок по длине, а давление наполняющего газа (обычно арго-
на) выбирают как можно более низким (~500—600 Па). В лам-
пах большой длины с высоким напряжением горения можно
применять ксенон, имеющий молекулярную массу, близкую
к ртути. Исследования показали, что более эффективны лампы
с более высокими давлением паров ртути и удельной нагрузкой.
В аппаратах с принудительным охлаждением (продуваемый
воздух) пространства между лампой и объектом облучения лам-
пу приходится помещать в специальный стеклянный цилиндр,
предотвращающий переохлаждение лампы и конденсацию ртути.
Цилиндры бывают съемными или составляют одно целое с раз-
рядной трубкой (рис. 14.10,а,а). Расчет ламп, работающих во
внешних цилиндрах и с воздушным обдувом, производится по
формулам гл. 7
В целях устранения образования озона современные лампы,
предназначенные для получения УФ-излучения с 7.^2804-300 нм
и работающие без внешнего стеклянного цилиндра, делают
в трубках из легированного кварцевого стекла, непрозрачного
для излучения с к короче 280—300 нм (так называемого без-
озонного).
Более подробные сведения см. в [14.1 J.
14.3. РТУТНО-КВАРЦЕВЫЕ К ЛИЛЛЯ НЫ Л МПЫ
С ПРИНУДИТЕЛЬНЫМ ОХЛАЖДЕНИЕМ
Стремление повысить яркость излучения привело еще в 30-х годах к соз-
данию ртутных капиллярных ламп СВД с воздушным или водяным охлаж-
дением. Главной особенностью этих ламп является высокая яркость при ните-
видной форме светящегося тела. Стабильно работающие лампы этого типа
удается создавать до яркостей порядка 250—400 Мкд/м2, хотя в лаборатор-
ных образцах удавалось получить и значительно большие яркости — до
1500—1800 Мкд/м2. Отечественная промышленность ламп этого типа не
выпускает, и они практически не применяются. Однако результаты исследова-
ний ртутного разряда СВД могут представить определенный интерес.
Устройство и принцип действия. Весьма высокие яркости в лампах этого
типа достигнуты путем повышения давления паров ртути и уменьшения диа-
метра разрядной трубки (см. § 6.4). Для того чтобы при резко увеличиваю-
щейся в этих условиях тепловой нагрузке на кварцевое стекло удержать тем-
пературу внутренней стенки на допустимом уровне, необходимо применять
усиленное охлаждение. Капилляр должен выдерживать при работе лампы
высокие давления и перепады температуры. Единственным пригодным для
этой цели материалом является кварцевое стекло.
В соответствие с этим лампа представляет собой разрядную трубку
в виде толстостенного кварцевого капилляра с внутренним диаметром от 2
до 4 мм н толщиной стенки 2—3 мм; по торцам внутрь капилляра впаяны
вольфрамовые активированные электроды. Разрядный капилляр после откач-
ки и обезгаживания наполняется аргоном до давления в несколько десятков
килопаскалей, дозированным количеством ртути, и запаивается. Разрядный
капилляр помещается в специальную оболочку (рубашку) с воздушным или
водяным охлаждением.
Баланс энергии и излучение столба. В условиях значительного повышения
давления, удельной мощности и уменьшения диаметра разрядной трубки
общие закономерности, рассмотренные в гл. 4, 6, сохраняются, хотя количе-
ственные соотношения несколько изменяются.
Баланс энергии и суммарное излучение столба. При больших удельных
мощностях (порядка сотен ватт), характерных для капиллярных ламп с во-
дяным охлаждением, несмотря иа некоторый рост удельных тепловых потерь
Рп, их роль в балансе становится незначительной и в первом приближении
Ф1выш-^стР 1ст[1-(Р 1т/Р 1С1) ] ~ТстР 1ст-
Если допустить, что и при Рит в несколько сот Вт/см остается справед-
ливой полученная В. Эленбаасом зависимость Р1г от PiCT (см. § 14.2), то
легко оценить ошибку, возникающую от пренебрежения членом Pn/Pi^,. Так,
например, при Р1ст=400 Вт/см Р1т/Р1Ст~0,05. Значение тст должно несколько
уменьшаться из-за увеличения поглощения в разряде. Для расчетов примем
Тст^&0,65. Отсюда получим
т]сум~0,65—Pit/Pict%0,65 *
О 250 300 350 ЧОО
Падение напряжения на 7см
длины дуеи^ В/см д)
И
Рис. 14.11. Зависимости яркости,
удельных силы света и сил излу-
чения в двух областях УФ-спект-
ра от удельной мощности, от гра-
диента потенциала и внутреннего
диаметра (Lev — яркость по оси,
hv— удельная сила света в I ир-
правлении, Ji — удельная сила
УФ-излучения в области 300—
400 нм в ед. УФ-нормали; А —
то же в области 270—320 нм):
а — £'=300 В/см. dj=2 мм; б — Р1СТ=
=400 Вт/см, </[=2 мм; в —₽1СТ =
=400 Вт/см, £=350 В/см при изме-
рениях £qv- и /ц- и 280 В/см при
измерениях h и 1г
йст^0,354-Р1Т/Рст^0,35.
(14.13)
Яркость, сила света и сила излучения в УФ-областях спектра в зависи-
мости от условий разряда представлены на рис. 14.11.
Зависимость яркости по оси разрида можно выразить эмпирической фор-
мулой, предложенной Керном (см. [0.9]):
£Сг==3,4-lOsP1(£4-77)/tf1o.76,
(14.14)
где Lov, кд/м2. Формула дает значения яркости с точностью +15 % в обла-
сти Pi от 100 до 600 Вт/см, Е от 100 до 400 В/см и di от 1 до 4 мм.
На рис. 14.12 приведены зависимости яркости ртутных капиллярных ламп
от диаметра и давления паров ртути.
Рис. 14 12 Распределение яркости капиллярных ламп с водяным охлажде-
нием в зависимости от диаметра капилляра (а) и давления паров ртути (б):
а — Р1СГ=400 Вт/см, £=280 В/см; б ~ di—2 мм
Для ламп больших диаметров при высоких удельных мощностях экспери-
ментальных данных о яркости и ее распределении нет Оценочные расчеты
можно проводить на основе экстраполяции зависимостей для трубчатых ламп
с естественным охлаждением и капиллярных ламп. Яркость вдоль оси разряда
остается постоянной почти до самых электродов, где она заметно возрастает.
Выбор режима работы и расчет конструктивных элементов ламп произ-
водятся, исходя из заданных технических требований к параметрам лампы,
с учетом ограничений, накладываемых на условия разряда размерами, тепло-
вым режимом колбы, электродов и вводов, а также механической прочностью
колбы. Для выбора параметров оптимальной лампы проводится серия расче-
тов ламп с переменными параметрами путем решения системы уравнений,
рассмотренных в гл. 6 и 7.
Допустим, требуется рассчитать трубчатую лампу с максимально воз-
можной яркостью при заданных длине дуги и сроке службы. Повышение
яркости может быть достигнуто путем повышения объемной плотности мощ-
ности за счет повышения давления р и уменьшения внутреннего диаметра
трубки rfi. Пределы повышения давления паров ртути, удельной мощности
и уменьшения диаметра определяются допустимой рабочей температурой и
механической прочностью колбы. При заданном сроке службы находим значе-
ние tunax, исходя из скорости кристаллизации кварца (см. рис. 7 5). Далее
находим timin и, следовательно, предельно возможное давление паров ртути.
При уменьшении диаметра повышается величина предельно допустимого
давления, определяемого механической прочностью колбы, что хорошо с точ-
ки зрения повышения яркости. Но при этом снижается предельно допустимое
по условиям нагрева значение Pict. Существенное повышение удельной теп-
ловой нагрузки, а следовательно, и PitT при сохранении той же температуры
внутренней стенки колбы может быть достигнуто путем применения искус-
ственного охлаждения, особенно водяного. Расчеты проводятся по данным
гл. 7 аналогично рассмотренным в § 14.2. Однако при использовании воздуш-
Рис. 14.13. Общий вид и устройство двух типов ртутно-кварцевых капилляр-
ных ламп с водяным охлаждением:
/ — впай в кварцевое стекло; 2 — активированный электрод; 3 — кварцевый капилляр;
4— защитная кварцевая трубка; 5 —цоколь; 6 — ртуть; 7 —электрод, выступающий из
ртути; 8 — отросток со ртутью; 9— ввод; 10 — уплотнение
него или водяного охлаждения расчет становится сложнее, чем для условий
естественного охлаждения, так как при этом необходимо учитывать дополни-
тельные зависимости от толщины стенки, тепловых напряжений, скорости
воздуха или воды и других факторов.
При уменьшении внутреннего диаметра колбы до нескольких миллимет-
ров появляется дополнительное ограничение по току лампы, связанное с тем,
что диаметр капилляра начинает ограничивать диаметр электрода, а вместе
с тем и силу тока.
Ртутно-кварцевые капиллярные лампы с воздушным и водяным охлажде-
нием и их характеристики. На рис. 14.13 представлены общий вид и две кон-
струкции ламп с водяной рубашкой. В табл. 14.3 приведены в качестве при-
мера параметры подобных ламп, выпускавшихся зарубежными фирмами.
Таблица 14.3
Параметр Номинальная мощность, Вт
500 1000 900
Охлаждение Водяное Водяное Воздушное
Длина дуги, мм 12,5 12,5 25
Внутренний диаметр, мм 2 1,8 2
Напряжение иа лампе, В 450 500 750
Ток, А 1,4 2 1,3
Световой поток, клм 30 60 50
Яркость, Мкд/м2 250 450 220
Примечание. Положение горения горизонтальное.
Вода подается в узкий просвет между внутренней стеклянной трубкой и
разрядным капилляром, благодаря чему обеспечивается большая скорость ее
протекания при малом расходе. Конструкции водяной рубашки предусматри-
вают возможность легкой замены разрядной трубки. Для охлаждения может
быть взята водопроводная вода, если только оиа не очень «жестка» и не со-
держит в больших количествах солей железа. Для переносных установок
применяют специальный аппарат с замкнутой циркуляцией дистиллированной
воды.
Питание и режим работы. Лампы требуют для своей работы высокого
напряжения. Питание лампы высоким напряжением предъявляет ряд требова-
ний к изоляции и заземлению подводок лампы. Один электрод лампы со сто-
роны конца, вставлиемого в водяную рубашку, обычно соединяется с метал-
лическим корпусом рубашки или цоколем и заземляется. Другой электрод
лампы надежно изолируется от воды и корпуса (рис. 14.13).
Время разгорания ламп составляет всего несколько секунд.
Несмотря на очень высокие рабочие давления в лампе, достигающие
(50—100) -105 Па, а иногда и больше, ее разрыв не вызывает повреждений
окружающих предметов, поскольку энергия взрыва очень мала из-за малого
объема лампы.
Срок службы ламп сильно зависит от числа включений и режима работы.
У сильно перегруженных ламп срок службы может составлять всего несколь-
ко часов. Если же нагрузка невелика, то срок службы лампы может доходить
до нескольких сотен часов.
Спектр и цвет излучения. На рис. 14.1 дано распределение энергии в спек-
тре излучения капиллярной лампы. Цветопередача ламп несколько лучше, чем
у ртутных ламп ВД, за счет появления непрерывного фона. Благодаря водя-
ной рубашке, поглощающей ИК-излучение, тепловое излучение ламп при оди-
наковой величине светового потока примерно в 4 раза меньше, чем у ламп
накаливания.
Области применения. Ранее лампы применялись в устройствах, требую-
щих высоких яркостей. В настоящее время они почти полностью вытеснены
более удобными лампами и применяются крайне редко. Более подробно
о ртутно-кварцевых капиллярных лампах см. в [14.1, 0.9].
14.4. РТУТНЫЕ (ШАРОВЫЕ) ЛАМПЫ СВЕРХВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ
С КОРОТКОЙ ДУГОЙ
Особенностью ламп этого типа является высокая яркость
при довольно удобной для целей проекции веретенообразной
или бочкообразной форме светящегося тела. Яркости обычных
ламп этого типа составляют 150—200 Мкд/м2. У специальных
ламп яркость может достигать тысячи мегакандел на 1 м2 при
весьма малом размере светящегося тела. Лампы могут работать
от сети напряжением 220 и 127 В, а отдельные типы ламп
с очень малыми расстояниями между электродами требуют для
работы напряжений 36 и даже 24 В. Лампы, как правило, ра-
ботают при естественном охлаждении.
Устройство и принцип действия. Высокие яркости в лампах
СВД с короткой дугой получаются за счет высоких давлений
и стягивания разряда у электродов, которое препятствует сво-
бодному расширению канала разряда на расстояниях вблизи
электродов (см. § 4.7, 6.4).
Лампы представляют собой толстостенную (2—3 мм) квар-
цевую колбу шаровой или близкой к ней формы,, в которую
обычно с противоположных сторон впаяны на расстоянии не-
скольких миллиметров друг от друга два вольфрамовых акти-
вированных электрода (см. гл. 9). У некоторых типов ламп
для облегчения зажигания в колбу впаян еще зажигающий
электрод в виде вольфрамовой проволочки. Лампы наполнены
строго дозированным количеством ртути и инертным газом, обыч-
но аргоном. Рабочее давление паров ртути в зависимости от
типа лампы лежит в пределах от 1 до 8 МПа. Как правило,
чем меньше объем и мощность лампы, тем выше может быть
давление. Благодаря возможности варьировать в широких пре-
делах размеры колбы и электродов удается создавать шаровые
лампы на самые различные мощности, и при этом отпадает не-
обходимость в принудительном охлаждении. Лампы изготов-
ляются на мощности от 50 Вт до 2 кВт. Имеются разработки
ламп и на мощности до 10—15 кВт. На рис. 14.14 дан общий
вид ртутно-кварцевых ламп ДРШ различной мощности.
Баланс энергии лампы и ее частей. В лампах данного типа,
как отмечалось в § 7.5, целесообразно рассматривать баланс
всей лампы в целом и отдельно колбы и вводов. Методы опре-
деления изложены в § 4.10, 6.2, 7.5.
Суммарный поток излучения ламп. Согласно нашим изме-
рениям поток излучения разряда, выходящий из кб'лбы,
Фл.ВЫПГ^О,65РЛ—20, (14.15)
Где Фл.выш И Рл, Вт.
Формула проверена в области от 200 до 1000 Вт, но опыт
показал, что ею можно пользоваться и в более широком диа-
10 см
Рис. 14.14. Общий вид и устройство ртутно-кварцевых ламп СВД с короткой
дугой (ДРШ):
0 — 50 Вт, Lv«200 Мкд/м!; 6—100 Вт, Lv к 1200-^1500 Мкд/м=; в — 250 Вт; Lv «
«150 Мкд/м2; г — 500 Вт, £г«200 Мкд/м2; д— 1000 Вт, Lv « 170 Мкд/м2; е — форма
колбы, обеспечивающая ускоренное разгорание; ж— 10 кВт; УП— утепляющее покрытие
пазоне мощностей. Отсюда относительные тепловые потери
всей лампы, включая колбу и вводы,
ал=1— Фл.выш/Рл^0,35+20/Рл. (14.16)
Потери мощности через вводы для этих ламп составляют по
нашим измерениям ав^(0,1-^-0,15)Рл. Поэтому доля мощности,
расходумая на нагрев собственно колбы,
ак^ал—0,15^0,20+20/Рл. (14.17)
Излучение. В целях выбора оптимальных режимов работы
для ламп различного назначения рассмотрим влияние условий
разряда на характеристики излучения.
Расстояние между электродами
Рис. 14.15. Зависимость
яркости и световой отда-
чи ртутных ламп СВД
с короткой дугой от тем-
пературы и формы элек-
тродов (а и б) и от рас-
стояния между электро-
дами (в и а):
а — форма разряда, стяну-
того у электродов; б — фор-
ма разряда без прнэлек-
тродного стягнвання; в —
С7л=60~г70 В; форма разря-
да типа <г, г — р=65-105 Па;
1 — мощность 150 Вт; 2 —ft-
мощность 200 Вт; 3— мощ-
ность 250 Вт
Яркость и ее распределение. В зависимости от температуры
рабочей части электродов и их конструкции можно получить
различное распределение яркости. Когда температура электро-
дов недостаточна для обеспечения всего (или почти всего)
разрядного тока за счет термоэмиссии электронов, разряд стя-
гивается у электродов в яркие светящиеся точки очень малых
размеров и свечение приобретает веретенообразную форму
(рис. 14.15,а). Яркости вблизи электродов достигают
1000 Мкд/м2 и больше, но величины этих областей весьма ма-
лы, так что в потоке излучения они не играют существенной
роли. В специальных типах ламп с очень малым расстоянием
между электродами эти области используются для получения
высоких яркостей при точкообразной форме светящегося тела.
В случае стягивания разряда у электродов яркость растет
с ростом давления и силы тока (мощности) и уменьшением рас-
стояния между электродами I. На рис. 14.15,в, г приведены
экспериментальные значения яркости в середине разряда Lv
в зависимости от расстояния между электродами / для различ-
ных мощностей Ря, полученные для этого случая.
' Если температура рабочей поверхности электродов доста-
точна для обеспечения тока разряда за счет термоэмиссии
электронов, то разряд «расползается» по торцевой поверхности
электрода и принимает бочкообразную или цилиндрическую
форму (рис. 14.15,6). В этом случае получается более равно-
мерное распределение яркости вдоль разряда. Яркость в этом
случае по-прежнему возрастает с ростом тока и давления, ра-
диус же канала (см. гл. 6) определяется размерами и конст-
рукцией рабочей части электродов и от расстояния между
электродами . зависит в меньшей степени.
Световая отдача возрастает с ростом удельной мощности.
Для веретенообразной формы разряда световая отдача (при
постоянной мощности и давлении) имеет оптимум при опреде-
ленном расстоянии между электродами (рис. 14.15,а). С умень-
шением расстояния она падает вследствие увеличения доли
околоэлектродных потерь в общей мощности лампы, при уве-
личении расстояния падает из-за расширения канала разряда
и уменьшения его температуры.
Спектр излучения ламп ДРШ имеет линейчатый характер
с сильно выраженным непрерывным фоном. Благодаря нали-
чию непрерывного фона доля красного света в видимом излу-
чении разряда достигает 4—6 %. Распределение излучения
между спектральными линиями зависит от рабочего давления
паров ртути и удельной мощности (рис. 14.16,а и б).
Методы выравнивания температурного поля колб. Ввиду
весьма напряженного теплового режима колб важно уменьшить
разницу между tlmin и timax. Равномерный нагрев колбы важен
также для сокращения времени разгорания ламп, поскольку
время разгорания определяется скоростью повышения темпе-
ратуры в наиболее холодной точке колбы. Для ламп, работаю-
щих в вертикальном положении на переменном токе, с этой
целью целесообразно несколько сместить электроды вниз от
геометрического центра колбы. Весьма эффективно применять
колбы, сужающиеся книзу, — грушевидной формы (см.
рис. 14.14,е), но это сложнее в условиях производства. В лам-
пах постоянного тока более равномерный нагрев колбы полу-
чается, если анод расположен внизу. В целях выравнивания
температуры наиболее холодные места колбы утепляют, по-
крывая тонким слоем оксида с в, меньшим, чем у кварцевого
стекла (лампы малой мощности — см. рис. 14.14,а, б). В лам-
пах постоянного тока анодную ножку иногда делают несколь-
ко длиннее, чтобы снизить температуру цоколя.
Рис. 14.16. Спектры излучения ламп типа ДРШ:
а — лампа ДРШ-100-3; б — лампы ДРШ-250-1000
Пример расчета лампы. Порядок расчета зависит от исходных данных.
Допустим, заданы Рл=500 Вт; £7л=70 В и £ог^=250 Мкд/м2; лампа работает
па переменном токе; А = 20 °C.
В этом случае находим /=Рл//гл 04^77,9 А. Из рис. 14.15,6 или г находим,
/|_аб=0,45 см. В лампах с очень малым расстоянием между электродами надо'
учитывать уменьшение расстояния при работе лампы за счет нагрева элек-
тродов А/^0,1-ьО,3 мм. Отсюда £=({/л—{7а.к)//раб=125 В/см. По формуле-
(14.2) находим р=ь:30-105 Па. Отсюда /Hg(p)=650cC. Принимаем /im,-„=t:fP4~
4-50^700 °C; „4-150^850 °C.
Таким образом, срок службы колбы, ограничиваемый кристаллизацией
кварца, может составлять несколько тысяч часов.
Расчетная температура /2Эф^70С'4~50^750 Г'С.
Параметр* HBO50/W/AC** ДРШ-100-3 ДРШ-250-3
Мощность лампы (номинальная), Вт Напряжение питания, В: постоянное переменное Напряжение иа лампе, В Рабочий ток. А; постоянный переменный Яркость в центре, Мкд/м2 Размер светящегося тела,*** ммХ Хим н Световая отдача, лм/Вт Внешний диаметр колбы, мм Полная длина лампы, мм * Величины даны округленно. * * По данным зарубежных каталогов. * ** Полуширина по яркости X расстояни 50 220 35—50 1,3—1,45 200 0,ЗХНО 35—40 9,5 50—53 е между элект] 100 60 16—24 6,3—4,3 1000—1400 0,3X0,3 12 12 85 эодами. 250 220 72 4,0 160 1,5X4,0 50 26,5 145
Внешний диаметр колбы
d2 = 1/]/ 0^0-500+20 ^ 3 2 см>
2 V nq2 V л-3,7
Значение q2 берем из рис. 14.7,а.
Толщина стенки колбы 6 определяется, исходя из требований механиче-
ской прочности колбы, при этом из конструктивных и технологических сооб-
ражений 6 должна быть равна 0,1—0,3 см. Пренебрегая тепловыми напряже-
ниями ввиду их малости, имеем
5^pd/4oJOn=30 • 3,2/ (4 • 100) %0,24 см.
Принимаем 6=0,25 см; di=3,2—0,5=2,7 см.
Масса ртути, вводимой в лампу, находится по формуле (7.87)
т^0,6-30(2,7)^350 мг.
Размеры электродов выбираются, исходя из условия теплового подобия,
по силе тока или их рассчитывают из теплового режима (см. гл. 9).
Вводы рассчитываются по данным § 7.11.
Основные параметры различных типов ртутных ламп СВД
с короткой дугой приведены в табл. 14.4.
Эксплуатационные характеристики и динамические режимы
работы ламп. Выше были рассмотрены световые и электриче-
ские характеристики ламп в зависимости от условий разряда.
Теперь остановимся кратко на их эксплуатационных характе-
ристиках и некоторых динамических режимах работы.
Таблица 14.4
• 1 ДРШ-1000 НВО-2000** Эксперимен- тальная** Ртутно-ксе- ноновая’* Ртутно-ксе- ноновая**
ДРШ-500М
500 1000 2000 10 000 1000 2500
220 220 220 120
76 90 50—70 60—75 65 65
.. — . . ,—
7,5 12 48—34 180 18 45
170 160 500 500 400 300
1,5X4,5 3X8 3X4,5 8ХЮ 3X6,5 зхю
50 53 50 55 50 50
35 40 46 100
190 230 300 500 240 330
Схемы включения, зажигание. Лампы включаются в сеть
только последовательно с балластным сопротивлением: актив-
ным — при работе на постоянном токе и индуктивным — при
работе на переменном токе. В ряде применений используются
специальные схемы (см. ниже).
Зажигание ламп с зажигающим электродом осуществляется
путем подачи на этот электрод кратковременного импульса вы-
сокого напряжения высокой частоты от миниатюрного высоко-
частотного трансформатора. Зажигающее устройство может
питаться от той же цепи, что и лампа. Этим способом обеспечи-
вается зажигание лампы при работе как на переменном, так и
на постоянном токе. Схема включения дана на рис. 14.17,а.
Этот способ обеспечивает надежное зажигание и позволяет
производить повторное зажигание лампы, не ожидая ее осты-
вания. Зажигание ламп с двумя электродами (без зажигающего
электрода) осуществляется путем подачи на электроды высо-
кочастотного импульса высокого напряжения (рис. 14.17,6) *.
Время разгорания ламп и пути его сокращения. Время раз-
горания определяется скоростью испарения ртути. Чем боль-
ше мощность, выделяющаяся в лампе в период разгорания,
чем меньше теплоемкость лампы и тепловые потери в период ее
разгорания, тем меньше время разгорания. На рис. 14.26 и
19.12 даны типичные кривые разгорания ртутной лампы при ра-
1 Такой же прибор употребляется для зажигания ксеноновых ламп СВД
(см. гл. 19).
Рис. 14.17. Принципиальные схемы включения, зажигания и мгновенного пере-
зажигания ламп ВД и СВД:
а — для ламп с зажигающим электродом; б — для ламп без зажигающего электрода;
1 — дроссель; 2 — лампа; 3 — зажигающий электрод; 4 — зажигающее устройство; 5 -*
резистор
боте с нормальным дросселем. Время разгорания ламп этого
типа составляет от 2 до 5 мин.
Для многих важных применений (например, фотоэкспониро-
вание и др.) необходимо сократить период разгорания иногда до
нескольких секунд. С этой целью в настоящее время применя-
ют специальные схемы включения, которые после зажигания
разряда автоматически обеспечивают на 1—2 с пусковой ток
трех — пятикратной величины от номинального. Однако для
работы в таких режимах следует применять специальные
лампы с повышенным давлением ксенона и усиленными вво-
дами.
Для получения достаточного излучения сразу после вклю-
чения широко применяют ртутно-ксеноновые л ампы, на-
полненные не только ртутью, но и ксеноном до давления в не-
сколько десятых долей мегапаскалей (несколько атмосфер).
В этих лампах первоначально излучение дает ксенон, а затем,
по мере разгорания начинают излучать и пары ртути. В на-
стоящее время разработан ряд ламп этого типа для различных
применений (см. гл. 17 и 19).
Работа ламп в квазиимпульсных режимах. Для многих важ-
ных применений требуется на сравнительно короткое время (от
долей до десятка секунд) однократно или периодически резко
повышать яркость или силу излучения. Для осуществления та-
ких режимов в лампе поддерживают дежурный разряд не-
большой мощности, но достаточной для полного испарения рту-
ти, а в нужный момент (или моменты) при помощи специаль-
ных схем резко увеличивают ток до требуемой величины на
необходимый промежуток времени. Таким путем излучение
разряда кратковременно может быть повышено в десятки раз
(см. § 5.6).
Расчет возможностей работы ламп в таких режимах дол-
жен проводиться обязательно с учетом теплового режима колб,
электродов и вводов по методам, изложенным в гл. 7. (Приме-
ры расчета см., например, в [19.2].) При необходимости следу-
ет применять специальные лампы с повышенным давлением
ксенона (вместо аргона) и усиленными вводами.
Положение горения. При расстоянии между электродами не
более 6—8 мм разряд стабилизируется в основном электрода-
ми так, что форма дуги и ее характеристики сравнительно слабо
зависят от положения горения лампы. Однако неравномерный
нагрев колбы из-за конвекционных потоков паров ртути внутри
лампы и окружающего воздуха снаружи ограничивает возмож-
ность работы ламп только определенным положением горения,
на которое она рассчитана, чаще всего — вертикальное. Неко-
торые типы ламп мощностью до 500 Вт допускают работу в
любом положении, но при этом снижается срок их службы.
Срок службы ламп составляет от 50 до нескольких сотен
часов в зависимости от типа лампы и условий ее эксплуатации.
Меры предосторожности. Лампы ДРШ являются мощным
источником УФ-излучения. Поэтому для защиты от облучения,
а также от горячих осколков кварца на случай разрыва колбы
(крайне редкого) лампа должна работать в закрытом метал-
лическом кожухе. (Температура колбы у работающих ламп до-
стигает 700—900 °C).
Области применения. Лампы применяются в светолучевых
осциллографах с прямой записью на фотобумагу (ДРШ-100),
в фотолитографии, в люминесцентном анализе и люминесцент-
ной микроскопии, в различных проекционных системах и дру-
гих случаях, когда требуются источники высокой яркости в ви-
димой и УФ-областях спектра при малых размерах излучающе-
го тела. В последнее время для этих целей применяются также
металлогалогенные лампы аналогичного типа (см. гл. 17).
Более подробно о ртутных лампах СВД с короткой дугой
см. в [14.1].
14.5. РТУТНО-КВАРЦЕВЫЕ ЛАМПЫ С ИСПРАВЛЕННОЙ
ПРИ ПОМОЩИ ЛЮМИНОФОРА ЦВЕТНОСТЬЮ
[Лампы типа ДРЛ (дуговые, ртутные, люминофорные) бла-
годаря высокой световой отдаче (45—60 лм/Вт), большому
сроку службы (15—20 тыс. ч), удовлетворительной цветопере-
даче (/?а^42 %), приспособленности для работы в стандартных
электрических сетях напряжением 220 В и возможности произ-
водства ламп на мощности от 50 Вт до 2 кВт получили широ-
кое применение для промышленного и наружного освещения. ]
щих люминофоров дали
излучение ртутного разряда
всего потока излучения, для
Рис. 14.18. Общий вид ламп типа
ДРЛ:
1 — внешняя стеклянная колба; 2 — слой
люминофора; 3 — разрядная трубка из
кварцевого стекла; 4 — рабочий электрод;
5 — зажигающий электрод; 6 — ограничи-
тельные резисторы в цепи зажигающего
электрода; 7—экран; 8 — ртуть Цифры
справа на колбе — температуры колбы
ламп ДРЛ 490 (см. текст с. 510)
Устройство и принцип дей-
ствия. Как указывалось в
§ 14.1, использованию чисто
ртутного разряда ВД для об-
щего освещения (несмотря на
его достоинства) препятствует
недостаток излучения в крас-
ной части спектра, который
приводит к неприятному иска-
жению цветопередачи, особен-
но цвета человеческой кожи.
Применение кварцевого стек-
ла и разработка подходя-
возможность использовать УФ-
ВД, составляющее около 40%
превращения его при помощи лю-
минофоров в недостающее излучение в красной части спектра.
Благодаря этому удалось улучшить качество цветопередачи в
красной части спектра, особенно цвета человеческой кожи, на-
столько, что лампы оказались пригодными для наружного и
промышленного освещения.
[Лампы представляют собой ртутно-кварцевую горелку труб-
чатой формы, смонтированную внутри колбы из тугоплавкого
стекла, внутренняя поверхность которой покрывается тонким
слоем люминофора, который, поглощая УФ-излучение ртутного
разряда, превращает его в видимое излучение в красной части
спектра. Подчеркнем, что основную часть светового потока в
лампах ДРЛ по-прежнему составляет излучение ртутного раз-
ряда, к которому добавляется излучение люминофора/^ На
рис. 14.18 приведен схематический вид ламп подобного типа.
Преобразование УФ-излучения в слое люминофора. Поток
излучения лампы типа ДРЛ складывается из потока излучения
ртутно-кварцевой горелки и потока люминесценции, прошед-
ших через слой люминофора и колбу. Расчет потока ламп
ДРЛ подобен расчету потока ЛЛ (см. гл. 8 и 10). Принимая
те же допущения, при полностью замкнутой полости, образуе-
мой слоем, можем записать выражение для потока излучения:
Н*Й4)Л+5’“Й4|Л 04.18)
Обозначения по гл. 8 и 10. Первый интеграл дает величину вы-
шедшего потока излучения от ртутной горелки, второй — от
люминофорного слоя.
Поток излучения люминесценции, возникший в слое, равен:
флюм= У ФЛЮМ(^Л= $ (14.19)
Обозначения по гл, 8 и 10.
Оценка предельных возможностей преобразования УФ-из-
лучения в видимое показывает, что при идеальном люминофоре
(т]к.в— 1) и слое [Лв=1 и (т—р)=1] добавочный световой по-
ток с длиной волны 555 нм составлял бы НО—115 % светового
потока ртутных линий. По мере смещения эффективной длины
волны люминесценции в красную часть спектра дополнитель-
ный световой поток круто падает за счет уменьшения относи-
тельной спектральной световой эффективности и частично за
счет уменьшения квантового отношения (см. гл. 8). Так, на-
пример, для длины волны 600 нм он составлял бы 60 %, для
620 нм 35 %>, а для 650 нм — только 10 % светового потока
ртутного разряда.
В реальных лампах в слое люминофора имеют место раз-
личного рода потери, снижающие КПД преобразования излу-
чения в слое: часть УФ-излучения ртутной горелки не исполь-
зуется для возбуждения люминофора, квантовый выход люми-
нофора ниже единицы и часть видимого излучения поглощается
в слое люминофора и колбе. Величина этих потерь для каждого
типа люминофора зависит от толщины слоя, гранулометриче-
ского состава, способа размола и нанесения, вакуумной обра-
ботки и ряда других факторов. Задача создания лампы с опти-
мальными параметрами заключается в изучении этих зависи-
мостей и нахождении путей уменьшения различного рода по-
терь.
Люминофоры, применяемые в современных лампах ДРЛ,
и их характеристики [8.4, 8.5, 14.1, 14.4, 14.5]. Люминофор для
ламп ДРЛ должен удовлетворять всем требованиям, изложен-
ным в гл. 8. Применительно к лампам ДРЛ он должен эффек-
тивно возбуждаться всем спектром излучения ртутного разря-
да ВД в УФ-области и особенно линиями 313—365 нм, имею-
щими наибольшую интенсивность и наибольшее квантовое от-
ношение, иметь спектр излучения, удовлетворяющий требова-
ниям, предъявляемым к исправлению спектра ртутного разря-
да, иметь высокий квантовый выход для всех возбуждающих
линий при высоких рабочих температурах внешней колбы.
В настоящее время наиболее широко применяют фосфат-
рис. 14.9,61 приведен спектр его излучения и возбуждения.
Спектр излучения люминофора состоит из четырех достаточно
узких полос с максимумами при 535, 590, 618 и 650 нм. Наи-
большей интенсивностью обладает полоса 618, затем — 590 нм.
К достоинствам этого люминофора относятся: 1) излучение в
оранжево-красной области спектра, предельно близко к мак-
симальной чувствительности глаза; 2) значительное возраста-
ние яркости свечения при нагреве до 250—350 °C; 3) малое по-
глощение видимого излучения в фиолетово-синей части спектра;
4) очень малое снижение яркости в процессе технологической
обработки при изготовлении ламп (размол, прокаливание на
воздухе). Единственным недостатком является высокая стои-
мость, связанная с использованием РЗМ в качестве актива-
торов.
На рис. 14.19,6 дана зависимость яркости некоторых люми-
нофоров от температуры при возбуждении излучением горел-
кой от лампы ДРЛ250 (см. ниже). Увеличение яркости фосфат-
ванадата иттрия с ростом температуры объясняется главным
образом смещением границы спектра возбуждения в длинно-
волновую часть, в результате чего увеличивается использова-
ние интенсивного излучения линий 365 нм. Подробнее см. в
[14.4—14.6].
Фосфатные люминофоры, используемые для ламп ДРЛ, да-
ют полосу излучения с максимумом в области 590—605 нм
(рис. 14.19,а). Их недостатком является то, что они плохо воз-
буждаются излучением с длиной волны 365 нм. Применение
этих люминофоров целесообразно только в сочетании с фосфат-
ванадатом иттрия, поскольку они стоят значительно дешевле
и дают возможность повысить световую отдачу ламп. Люми-
нофоры устойчиво работают в инертной среде. С ростом: тем-
пературы их яркость возрастает в 1,5—2 раза и достигает мак-
симума при температуре около 200 °C, а затем падает (напри-
мер, ортофосфат стронция — цинка имеет яркость при 20 °C
65 %, при 200 °C 100 %, при 300 °C 50 %).
Фторогерманат магния, активированный четырехвалентным
марганцем, дает излучение в красной части спектра с максиму-
мом 654—660 нм, хорошо возбуждается УФ-излучением. С ро-
стом температуры от 20 до 300 °C яркость возрастает вдвое, а
далее падает. Стабилен при работе в инертной среде. Ранее
широко применялся в лампах ДРЛ, но из-за худших характе-
ристик по сравнению с фосфат-ванадатом иттрия в настоящее
время применяется редко. Максимум излучения лежит в отно-
сительно далекой красной части спектра, где низка относитель-
ная световая эффективность глаза, теряет яркость при техно-
логической обработке, поглощает фиолетовое и частично синее
излучение разряда.
Световая отдача и «красное отношение». Расчет световых
параметров ламп ДРЛ в зависимости от толщины слоя и дру-
гих характеристик люминофора сложен. Поэтому на практике
необходимые зависимости обычно определяют непосредствен-
но из эксперимента. Для разработки ламп представляют инте-
рес зависимости потоков излучения ртутного разряда и люми-
нофора или светового потока и «красного отношения» от тол-
щины слоя люминофора, его гранулометрического состава, спо-
соба нанесения и других факторов.
На рис. 14.20 приведены значения общего светового потока
и «красного отношения» ламп ДРЛ мощностью 250 Вт в зави-
симости от толщины слоя для нескольких люминофоров.
Для фосфат-ванадата иттрия с ростом толщины слоя z\
(мг/см2) «красное отношение» растет, приближаясь к насы-
щению при 21^3-5-4 мг/см2, при этом fKP достигает 12—15 %.
Общий световой поток сперва слабо возрастает, а начиная с
21=^3,5-^-4 мг/см2 медленно падает.
Рис. 14.20. Световые потоки Фл
и «красное отношение» fKP ламп
ДРЛ 250 в зависимости от толщи-
ны слоя люминоформа (zi):
--------Фл; fKP: 1 — фторо-
германат магния; 2 — ортофосфат цин-
ка — стронция: 3 — фосфат-ванадат
иттрия (30 %)+ ортофосфат цинка-
стронция (70 %)
Для фосфатных люминофоров «красное отношение» дости-
гает насыщения при Zi«44-5 мг/см2, при этом /кр=54-5,5%.
Общий световой поток сначала несколько возрастает, проходит
через максимум при Zi^3^-4 мг/см2 и начинает падать.
Для фторогерманата магния fKp достигает 8—9 %, в то вре-
мя как общий световой поток непрерывно уменьшается.
Учитывая высокую стоимость фосфат-ванадатного люмино-
фора, толщину слоя следует выбирать, исходя из того, чтобы
в течение всего срока службы лампы обеспечить минимально
требуемое значение fKp и максимально возможный световой по-
ток. Для освещения улиц и многих промышленных предприя-
тий достаточно иметь /кр=б4-8%. Исходя из этого достаточно
брать мг/см2.
Фосфатные люминофоры в отдельности не обеспечивают тре-
буемого значения fKp.
На практике широко используют фосфат-ванадат иттрия в
смеси с фосфатными люминофорами. При этом удается обес-
печить требуемый уровень «красного отношения» и значитель-
но удешевить стоимость смеси, поскольку фосфатные люмино-
форы много дешевле. Исследования показывают, что для полу-
чения /кр=б4-8% достаточно брать фосфат-ванадат иттрия в
количестве 20—30 % (рис. 14.20, кривые 3) и Zi—2-^-3 мг/см2.
При использовании фосфатных люминофоров необходимо
учитывать сильное падение их яркости от размола и применять
технологию, требующую минимального времени размола. Во-
обще для сохранения высоких параметров слоя и их стабиль-
ности технология подготовки суспензии люминофора, нанесения
и вакуумной обработки слоя должна разрабатываться с учетом
конкретных физико-химических и вакуумных свойств каждого
типа люминофора.
Баланс энергии лампы отличается наличием внешней колбы.
Ее нагрев происходит за счет поглощения части излучения
разряда, поглощения излучения нагретого кварца и электро-
дов и за счет теплопередачи через наполняющий колбу инерт-
ный газ. Охлаждение происходит путем лучеиспускания нагре-
того стекла и теплопередачи в окружающий лампу воздух.
Расчеты и измерения показывают, что доля мощности лам-
пы, идущая на нагрев внешней колбы,
(0,70-^0,75) Рл.
Более детально структура баланса ртутно-кварцевой лампы
ВД приведена в § 16.2.
Выбор оптимальной формы и размера внешней колбы [0.9].
Форма и размеры внешней колбы и расположение горелки в
ней должны быть выбраны с таким расчетом, чтобы все излу-
чение ртутно-кварцевой горелки падало на слой люминофора
и чтобы во время работы лампы слой повсюду имел темпера-
туру, оптимальную для данного люминофора, т. е. составлял
250—350 °C.
Если пренебречь в первом приближении неравномерностью
нагрева колбы за счет конвекции газа, то, как показали расче-
ты, в центральной части форма колбы должна быть близка к
эллипсоиду вращения. В первом приближении наибольший
диаметр колбы D может быть вычислен из общей формулы ба-
ланса (см. гл. 7) :
акРл=?2(Д, ^2 эф, t0)nD2C, (14.20)
где С — коэффициент, характеризующий форму колбы, кото-
рая определяется с учетом конструктивных размеров ртутно-
кварцевой горелки и технологических соображений. Для боль-
шинства типов ламп его можно принять примерно равным 1,6.
Значение ак для оценочных расчетов может быть принято
равным 0,75—0,7 (см. выше). Значение q2 определяется по
данным гл. 7.
В некоторых конструкциях ламп колба выполняет одновре-
менно роль светильника, перераспределяющего световой и об-
щий поток излучения лампы. В этом случае форма и размеры
колбы должны рассчитываться как у светильника соответствую-
щего типа, причем в расчете должен учитываться также ее
тепловой режим.
^Температурное поле внешней колбы эллипсоидальной формы
не является равномерным. Облученность купола и горловины
значительно меньше, чем центральных частей, и соответственно
меньше их температура по сравнению с центральной зоной.. Но
это не имеет большого значения, поскольку эти зоны малоэф-
фективны в отношении возбуждения люминофора. [На неравно-
мерность температурного поля заметное влияние оказывает
конвекция воздуха снаружи колбы и газа внутри. Поэтому тем-
пература колбы зависит от положения горения^ На рис. 14.18
показано распределение температуры по поверхности колбы
лампы ДРЛ 400 Вт при работе в вертикальном положении цо-
колем вверх. Температура колбы зависит также от температуры
окружающего воздуха и условий охлаждения (тип арматуры).
Поэтому в реальных условиях температура может заметно от-
личаться от оптимальной, что приводит к снижению выхода
«красного излучения» по сравнению с расчетным и измеренным
в оптимальных условиях эксплуатации (вертикальное положе-
ние горения, заданная температура окружающей среды и др.).
Величина снижения определяется температурной зависимостью
излучения люминофора и может доходить до 15—20 %. Под-
робнее см. в [14.1, 0.9].
Выбор состава и давления газа, наполняющего внешнюю
колбу, должен производиться с учетом теплового режима го-
релки и колбы, отсутствия возможности электрического пробоя
между подводками, обеспечения надежной работы лампы в те-
чение всего срока службы, быстрого разгорания и повторного
зажигания и‘ других факторов.
Обычно для наполнения применяют аргон, обеспечивающий
инертную среду, сравнительно малые тепловые потери и доста-
точно дешевый. (Криптон или ксенон слишком дороги.) Совер-
шенно недопустимо присутствие кислорода, вызывающего окис-
ление, особенно нагретой молибденовой фольги, и водорода,
проникающего внутрь горелки через нагретое кварцевое стекло
и увеличивающего напряжение зажигания. С этой точки зре-
ния для надежной и длительной работы лампы крайне важно
тщательное обезгаживание деталей монтажа и внешней кол-
бы, а также выбор состава стекла, не выделяющего в процессе
работы паров воды и водорода.
В целях повышения напряжения пробоя к аргону обычно до-
бавляется 10—15 % азота. На рис. 14.21 показана зависимость
напряжения пробоя и времени разгорания от давления для
85 % Аг-Ы5 % N2 и N2. С точки зрения повышения напряже-
ния пробоя необходимо давление повышать, а с точки зрения
скорости разгорания — понижать. Приоритет остается за на-
пряжением пробоя. С другой стороны, «холодное» давление
должно выбираться с таким расчетом, чтобы в работающей
.лампе давление газа не превышало атмосферного давления.
Согласно данным гл. 7 найдем
рхолй^ргор ТХОЛ/Угор.
Выбор режима работы и расчет конструктивно-технологиче-
ских параметров ртутной горелки. Для ламп ДРЛ, являющих-
ся источником массового применения, особенно важен расчет
оптимальной лампы. Поскольку основную долю в световом по-
p, ммрт. ст. p, ммрт.сг,
0 100 ZOO 300 ЧОО 500 ° 1°° 200 300
ИпрОБ
2000
।
1000
0
Рис. 14.21. Зависимость напряжения пробоя С/пРоб между металлическими де-
талями во внешней колбе ламп ДРЛ при наименьшем расстоянии 3 мм (а)
и времени разгорания лампы (б) от рода и давления газа, наполняющего
внешнюю колбу
токе ламп составляет излучение ртутного разряда, выбор усло-
вия разряда должен производиться в первую очередь по мак-
симуму световой отдачи при возможно более высоком сроке
службы колбы и электродов. Расчет проводится аналогично
тому, как было рассмотрено в § 14.2.
Однако при окончательном выборе условий разряда и кон-
структивно-технологических параметров необходимо дополни-
тельно учитывать то, что лампы должны быть рассчитаны на
работу в любом положении горения и связанную с этим нерав-
1юмерность распределения температуры по разрядной трубке.
Одной из важных причин этой неравномерности является кон-
"векция. Особенно неприятной может оказаться неравномерность
при горизонтальном положении горения, в результате которой
верх трубки излишне перегреется, в то время как снизу может
начать конденсироваться ртуть.^
Влияние конвекции на температурное поле разрядной труб-
ки [§ 4.11, 7.5]. Из теории следует, что скорость конвекции уве-
личивается с ростом давления и диаметра колбы. Вместе с тем
возрастает и вызываемая ею неравномерность распределения
температуры. Количественные расчеты достаточно сложны и
могут быть выполнены только при ряде допущений так, что
точность получаемых результатов невелика. Поэтому прихо-
дится прибегать к помощи экспериментов.
На рис. 14.22 приведена разность температур Д/ по разряд-
ной трубке в зависимости от давления паров ртути. При гори-
зонтальном положении Д/ — разность между верхом и низом в
средней части трубки; при вертикальном — то же между сред-
ней частью и низом. Измерения проводились на трубках не-
скольких диаметров при /д=68 мм и Рл = 400 Вт. Разрядные
Рис. 14.22. Разность температур Ы
по разрядной трубке в зависимости
от давления паров ртути для несколь-
ких диаметров (длина дуги /д=68 мм,
Рл=400 Вт, измерения в вакуумиро-
ванной колбе):
1 — вертикальное положение горения (Af—
разность температур между верхом и ни-
зом в середине 'разрядной трубки); 2 —
горизонтальное положение горения (Af —
разность температур между средней частью
и низом трубки)
Рис. 14.23. Кривые к расчету горе-
лок ламп ДРЛ:
а — тепловые потери с единицы поверхно-
сти кварцевых трубок различного диамет-
ра, работающих во внешней колбе с
=260 °C, наполненной азотом до Рраб—
= 1-105 Па; б —удельные мощности (с
I см длины) нагрева, охлаждения ртутной
горелки и расстояние между электродами
I в зависимости от диаметра при разных
температурах трубки и давлениях паров
ртути (Рл=400 Вт, йл=140 В)
трубки при измерениях помещались в вакуумированный кол-
пак, с тем чтобы исключить влияние конвекции снаружи. Вид-
но, что с ростом давления Д/ растет и при давлениях около од-
ного мегапаскаля достигает насыщения. Разность температур
при этом составляет 220—260 °C. Конвекция газа во внешней
колбе вызывает дополнительную разность температур между
верхом и низом горелки от 30 до 60 °C. Более полные данные
см. в [16.2].
У ламп ДРЛ обычно нормируется мощность и напряжение сети. Пусть,
например, требуется рассчитать параметры лампы мощностью Рд==400 Вт, при
этом напряжение питания должно обеспечивать надежное зажигание и пере-
зажигание.
Напряжение горения выбираем, исходя из условия стабильности (см.
гл. 5) с учетом допустимого понижения напряжения сети до 200 В: 1/л=ы
=^0,70-200=140 В.
Давление паров ртути для получения максимальной световой отдачи вы-
бираем в пределах от 5-Ю6 до 8-105 Па (см. рис. 14.4). Для 8-Ю5 Па
находим ((р)=ь510 С. Отсюда ^i,nin~510--|-40^550 С.
Максимальную температуру колбы ограничим, исходи из условия получе-
ния срока службы колбы по кристаллизации кварца не ниже 10 тыс. ч:
/]тм^800°С. Примем по данным опыта (см. выше гл. 7) ^Эф~Лт<п-|-50,
—100. Таким образом, 600^(2эф^700 °C.
Сила тока
Внешний диаметр разрядной трубки находим из ее теплового баланса
(см. § 7.5) в зависимости от /2Эф и р:
acik,dЕ—q з ги^2-
Ртутная горелка работает во внешней колбе, рабочую температуру ко-
торой выберем равной 260 °C, исходя из оптимума излучения люминофора.
Допустим, что колба наполнена азотом, рабочее давление которого примем
100—106 кПа.
Значение </2 найдем по формулам § 7.3. Для упрощения расчета примем,
что эффективная температура азота за пределами застойного слоя около го-
релки равна 260 °C. На рис. 14.23,а приведены рассчитанные при этих усло-
виях значения q2 от £2эф для нескольких d2.
Значение Е находим по эмпирическим формулам (14.1) как функцию р
и di. В расчетах примем d^d2 — 0,3 см.
По этим данным строим левую н правую части уравнения теплового ба-
ланса горелки в функции d2. Для правой части параметром является /2эф,
для левой — давление. Точки пересечения кривых при выбранных р и 63ф
дают значение d2. Результаты подобного расчета представлены па рис. 14.23,6.
; Расстояние между электродами Z=e425/£. На рис. 14.23,6 приведены рас-
счйтаиные значения l=f(d2) для нескольких значений р.
Пользуясь приведенными графиками и задаваясь значениями р и /2эф,
легко найти d2 и I или по известным значениям I и d2 найти р и (2Эф. Так,
например, принимая р=5-105 Па и £2Эф=750°С, находим 62=2,3 см, Z^6,l см
или, принимая, что d2=2,l см и 1=7 см, находим р=^4-105 Па и £2эф=ь750 °C.
Расчет количества ртути, вводимой в лампу, производится по формулам
§ 7.8 и затем уточняется на основании экспериментальной проверки, и в до-
зировку вносятся поправки (по формулам § 7.8).
Выбор конструктивных размеров электродов производится по формулам
и графикам § 9.8 или по методу теплового подобия путем пересчета размеров
электродов аналогичной конструкции (см. § 9.8, рис. 9.13) и затем уточняется
экспериментально.
Температура вводов для ртутных горелок, работающих в среде инертно-
го газа N2 или 85 % Аг-]-15 % N2, ие является столь критичной. Поэтому
Рис. 14.24. Влияние давления аргона в разрядной трубке на напряжение за-
жигания ГЛ при to=—15 °C (а) и на срок службы (б) при различных давле-
ниях
размеры молибденовой фольги и иожки выбирают, исходя из технологических
и конструктивных соображений. В штампованных ножках длину фольги берут
равной 7—9 мм, так как при меньшей длине появляется опасность нарушения
вакуумной плотности ввода, а при большей возрастают тепловые напряжения,
которые могут привести к разрушению заштампованной лопаточки.
Выбор состава и давления инертных газов, наполняющих разрядную
трубку, производится главным образом, исходя из условия получения мини-
мального напряжения зажигания разряда и максимального срока службы.
Влияние инертного газа на световые и электрические характеристики лампы
в стационарном режиме незначительно. Анализ вопроса показывает, что наи-
более подходящим газом является аргон как по своим параметрам (см. гл. 5),
так по доступности и низкой цене. На
рис. 14.24 приведены значения U3 и спад
Рис. 14.25. Зависимость напря-
жения зажигания лампы типа
ДРЛ 250 от значения ограни-
чительного сопротивления при
двух значениях температуры
окружающей среды
светового потока в процессе горения в за-
висимости от давления аргона. Из этих
кривых следует, что иижний предел давле-
ния определяется скоростью распыления
электродов, а верхний — напряжением за-
жигания. В промышленных образцах ламп
давление аргона составляет от 1 до 7 кПа,
причем в лампах малой мощности оно вы-
бирается более высоким (рис 14.24,а).
Зажигающие электроды (ЗЭ) долж-
ны обеспечивать минимальное напря-
жение возникновения вспомогательно-
го разряда и его легкий переход на
основные электроды. Для этого необ-
ходимо, чтобы они были расположены
на определенном расстоянии от основ-
ных электродов, а ток в цепи ЗЭ пре-
ВЫШ2Л некоторую минимэльную веЛИЧИНу /зэ^^Лсрит (рис. 14.25). Этим опре-
деляется максимальная величина ограничительного сопротивления гОгр<
<гкрит~^л/^крит. В то же время надо стремиться уменьшать ток в цепи ЗЭ,
так как он связан с потерей в световой отдаче, и, следовательно, выбирать
гогр побольше. Обычно гОгр выбирают в пределах 14—40 кОм. Резистор дол-
жен работать в течение многих тыс. ч при температуре 300—400 °C и не пор-
тить состава газовой среды, его температурный коэффициент должен быть
положительным, при этом он должен быть малогабаритным. Этим требова-
ниям удовлетворяют резисторы, например, из титаната магния.
Вследствие большой разницы в скорости электронов и ионов ток в цепи
ЗЭ несимметричен: в отрицательный полупериод он значительно меньше, чем
в положительный. Соответственно меньше падение напряжения на резисторе
и больше разность потенциалов между основным и зажигающим электродами.
Эта разность потенциалов постонниого знака может привести к электролизу
примесей щелочных металлов в кварцевом стекле и разрушению впая. Для
устранения этого явления необходимо, чтобы ЗЭ хорошо собирал ионный
ток. С этой целью его следует располагать так, чтобы он был лучше погружен
в плазму разряда и имел достаточную поверхность [0.10].
Промышленные типы ламп ДРЛ и их характеристики. Лам-
пы выпускаются на стандартные мощности 80, 125, 250, 400, 700
и 1000 Вт (имеются также лампы 50 и 2000 Вт) для работы в
сетях переменного тока напряжением 220 В. Лампы выполня-
ются в колбах эллипсоидальной формы, полностью покрытых
слоем люминофора (см. рис. 14.18), и в колбах-рефлекторах
(ДРЛР), обеспечивающих перераспределение светового потока
в нижнюю полусферу (см. ниже). Основные характеристики
современных стандартных ламп типа ДРЛ приведены в
табл. 14.5. Маркировка ламп: ДРЛ, затем цифры — мощность
в ваттах, далее в скобках «красное отношение» в % и через
дефис — номер разработки.
Лампы выпускаются в основном трех модификаций: с fKP=
=6, 10 и 12—15 %.
На рис. 14.26,6 показан типичный спектр излучения ламп
ДРЛ со смесью люминофоров: фосфатного с фосфат-ванадатом
иттрия (см. выше).
Положение горения допускается любое, но при горизонталь-
ном положении из-за перегрева кварца срок службы сокраща-
ется.
Лампы включаются в сеть через дроссель.
При понижении окружающей температуры напряжение за-
жигания повышается. Согласно ГОСТ 16 354—77 при to—
=20-;-40 °C U3 не более 180 В, при —25 °C не более 205 В, а
при /0=—40 °C U3 не более 250 В для ламп 80—400 Вт и 300 В
для ламп 700 и 1000 Вт. Поэтому для надежного зажигания
ламп при to ниже —30 °C необходимо применять ИЗУ либо
схемы с повышенным Uxx (см. также § 17.6).
Таблица 14.5 [14.71
Параметр* ДРЛ 80 ДРЛ 125 ДРЛ 250 ДРЛ 400 ДРЛ 700 ДРЛ 1000 ДРЛ 2000
Номинальная мощ- ность, лампы, Вт 80 125 250 400 700 1000 2000
Напряжение на лам- пе, В 115 125 130 135 140 145 270
Сила тока (рабоче- го), А 0,8 1,15 2,15 3,25 5,4 7,5 8
Световой поток после 100 ч1, клм Диаметр горелки, мм 3,4—3,8 6—6,6 12—13,5 23—24 40—41 55—59 120
14 14 19 21 25 27 —
Полная дЛйна горел- ки, мм 65 75 11 140 180' 200 —
Расстояние между электродами, мм 20 30 50 70 100 120 —
Диаметр внешней кол- бы, мм 73 78 91 122 152 180 187
Полная длина лам- пы. мм 160 184 230 292 368 400 445
Средняя продолжи- тельность горения1, тыс. ч 6—12 8—12 8—12 12—15 12—20 12—18 6
• Значения округлены. В маркировке в таблице не указано «красное отношение»
(см. текст).
1 Пределы по световому потоку и сроку службы определяются модификацией ламп.
Благодаря наличию внешней колбы электрические и свето-
вые характеристики при изменении to меняются очень незначи-
тельно. При медленных изменениях напряжения сети в преде-
лах ±(10—15)% световой поток изменяется: ДФу/Фу^
=^2,5 A Uc/Uc, а мощность Д-Рл/Лл^З AUC/UC. Коэффициент
пульсаций светового потока при работе в схеме с дросселем со-
ставляет 63—74 %- Pa^42 %; Тцв^ЗЗОО К; х=О,39; у^0,40.
В процессе горения ламп происходит падение светового по-
тока и «красного отношения», особенно быстро в первые сотни
часов. Спад светового потока можно охарактеризовать экспо-
ненциальной зависимостью вида Ф (Ц) Фо ехр (—Kti), где
Фо—начальный световой поток после 100 ч горения; Ф(Л) —
среднее значение светового потока после /г ч горения; К—по-
казатель нестабильности; А — корректирующий множитель,
близкий к 1 [14.8]. Скорость спада зависит от мощности ламп,
их качества и условий эксплуатации, в частности она возраста-
ет при увеличении числа включений. Согласно ГОСТ 16354
для ламп со знаком качества световой поток каждой лампы
после 30 % средней продолжительности горения должен быть
не менее 72 %, а после 70 % — не менее 70 % номинального.
Рис. 14.26. Изменение характеристик ламп ДРЛ в процессе разгорания (а)
и спектр излучения ламп мощностью от 250 до 1000 Вт с фосфат-ванадатным
люминофором (б)
Напряжение на лампе в процессе горения увеличивается на
5—6%. особенно быстро в первые сотни часов (см., например,
[14.9]).
14.6. РТУТНО-НАКАЛЬНЫЕ ЛАМПЫ (ЛАМПЫ СМЕШАННОГО СВЕТА]
Устройство и принцип действия. В этих лампах вольфрамо-
вая спираль включается последовательно с ртутной лампой
ВД и используется одновременно в качестве дополнительного
источника излучения в красной части спектра и в качестве бал-
ластного сопротивления, благодаря чему отпадает необходи-
мость в дросселе. Кварцевая ртутная лампа и вольфрамовая
спираль монтируются в общей стеклянной колбе с нормальным
резьбовым цоколем. Лампа включается непосредственно в сеть
переменного тока напряжением 220 В без дросселя, что весьма
удобно. Однако световые отдачи подобных ламп значительно
ниже, чем у ртутных ламп ВД, и составляют 18—20 лм/Вт.
Ртутно-накальные лампы в сочетании с красным люминофо-
ром, который преобразует УФ-излучение ртутно-кварцевой го-
релки в видимое излучение, имеют световые отдачи до 32 лм/Вт.
Люминофор наносится на внутреннюю поверхность внешней
колбы.
Наибольший практический интерес представляют ртутно-
вольфрамовые лампы в колбах из специального стекла, пропу-
скающего УФ-излучение, полезное для организма человека, жи-
вотных и птиц (280—400 нм), как весьма эффективные и удоб-
ные в эксплуатации источники света и УФ-облучения (см.
[0.11, 13.7]).
Расчет параметров ламп (см. [0.9, 14.1]). При создании ртутно-накальных
ламп или ртутно-накальных ламп с люминофором необходимо обеспечить на-
дежность работы и зажигания ртутной лампы при максимальных колебаниях
напряжения в сети, удовлетворительную цветопередачу в красной части спек-
тра; по возможности высокую световую отдачу и высокий срок службы.
Световые отдачи и «красное отношение». Соотношение мощностей ртут-
ной лампы и вольфрамовой спирали
^рт/^н— (Фрт+л/Фв) (т]н/т]рт+л)
Отсюда общая световая отдача
_ Фрт+л+Фн ______ (Фрт+л/Фн) + 1
Ррт + ^Н (Фрт+л/Фн) (Чн/^рт+л) + 1
(14.21)
(14.22)
где Ф — световые потоки; Р — мощности; т] — световые отдачи; индекс «рт-|-л»
относится к ртутной лампе с люминофором, «н» — к вольфрамовой спирали,
«рт» — к ртутной горелке.
Световая отдача ртутных ламп ВД с различными параметрами меняется
в небольших пределах. Поэтому, как следует из (14.21) и (14.22), чем боль-
ше отношение (Фрт+л/Фв) и чем выше световая отдача вольфрамовой спира-
ли, тем больше общая световая отдача комбинированной лампы. Общее
«красное отношение» ртутно-накальной лампы с люминофором определяется
из соотношения
(общ
fpT+л®рт+ л+Гн®н
Фрт+л+Фн
(14.23)
На выбор входящих в задачу параметров накладываются еще дополни-
тельные ограничения, связанные с устойчивостью горения ртутного разряда,
сроком службы вольфрамовой спирали и реальным пределом повыше-
ния [рт+л-
Напряжение погисания ртутного разряда и соотношения мощностей.
С точки зрения повышения общей световой отдачи. необходимо повышать
(Фрт+л/Фн) и, следовательно, мощность ртутной лампы по сравнению с мощ-
ностью вольфрамовой спирали. Поскольку лампы включены последовательно,
это соответствует увеличению падения напряжения на ртутной лампе по
сравнению с падением напряжения на вольфрамовой спирали. Однако для
стабильной работы ртутной лампы с активным балластом (7рт/(7с^0,65-5-0,70
(см. гл. 5). Отсюда с учетом возможных падений напряжения в сети 220 до
186 В t/pT^0,65-186=ь:120 В. Следовательно, отношение мощностей (Ррт/Д,)^
~((7Рт/(7н) при номинальном напряжении сети не может быть больше
120/100=1,2. Тогда из (14.21) получим
Т]н (Фрт+л/Фн) — ^рт+л (Ррт/Рн) ^1 ,2т]Р1 j-л, (14.24)
т. е. чем выше Ф₽т+л/Фн, тем ниже может быть световая отдача вольфрамо-
вой спирали.
В лампах обычно используются ртутно-кварцевые горелки, аналогичные
стандартным горелкам ламп типа ДРЛ.
Срок службы и световая отдача вольфрамовой спирали. В периоды раз-
гораний ртутной лампы практически все напряжение сети ложится на воль-
фрамовую спираль, и она работает с очень большой перегрузкой, что приво-
дит к уменьшению ее срока службы за каждое включение лампы на Ат.
Оценочные расчеты показывают, что «цена включения» Ат в среднем равна
35 ч. Зная Ат и средний период между включениями ть легко найти срок
службы то, на который должна быть рассчитана спираль, чтобы фактический
срок службы равнялся заданному:
Тф=т0—Ат(тф/Т1). (14.25)
Отсюда
То=тф[1-|- (Ат/т1)]. (14.26)
Для получения требуемого т0 световая отдача спирали должна быть сни-
жена в отношении [1.5]
(тф/то)^(Пк/По)“7. (14.27)
ча г1общ и общее «красное отноше-
ние» /общ В ЗаВИСИМОСТИ ОТ Ррт/Рк
в ртутно-накальных лампах.
В расчете принято г)Рт=50 лм/Вт;
П„=8 лм/Вт; /„=30%:
7-/рт=1.5%; 2-fpT+JI=8%
На рис. 14.27 построены в качестве примера зависимости для ламп сме-
шанного света без люминофора и с люминофором со спиралью, рассчитанной
на то=5000 ч при Ti=3 ч. Из рис. 14.27 видно, что в лампе без люминофора
для получения /общ=12% необходимо брать (Ррт//’н)=0,3, при этом т]общ=
эП8 лм/Вт. В лампе с люминофором при /Рт+л=8 % для получения /Общ=
= 12 % /’рт/7’н=0,8 и т]общ=27 лм/Вт. Если снизить /общ до 10 %, то т]общ=
аЗЗ лм/Вт.
При использовании «красного» люминофора соотношение Ррт/Рк может
быть взято предельно высоким, что приводит к повышению световой отдачи
лампы. В этом случае вольфрамовая спираль работает главным образом как
балласт. Ее вклад в световые параметры невелик. Вместо открытой вольфра-
мовой спирали, монтируемой во внешней колбе, целесообразно использовать
специальную лампу накаливания в кварцевой трубке с иодно-вольфрамовым
циклом. При этом улучшаются тепловые условия работы ртутной горелки,
уменьшается ее потемнение от распыления вольфрамовой нити и возможно
некоторое повышение световой отдачи тела накала, лампы в целом и ее сро-
ка службы.
Ртутно-накальные лампы и их характеристики. Лампы вы-
пускаются нескольких мощностей (от 160 до 1750 Вт) для рабо-
ты в стандартных электрических сетях напряжением 220 В без
внешнего балласта.
Наибольшее распространение получили лампы в колбах из
стекла, пропускающего УФ-излучение в области от 280 до
350ф нм и оказывающее благотворное воздействие на организм
человека, животных и птиц (см. [0.11, 13.7]). Большей частью
в лампах этого типа применяются внешние колбы-рефлекторы
с внутренним отражающим слоем, обеспечивающие направлен-
ное светораспределение различной формы. Покрытие может
быть диффузным или зеркальным. Подробноее см. в [14.1 и
Рис. 14.28. Общий вид
ртутно-накальной эри-
темной лампы типа
ДРВЭД в рефлекторной
колбе (а) и спектр ее
излучения (б):
1 — внешняя колба; 2 — раз-
рядная трубка; 3 — воль-
фрамовая спираль; 4 — от-
ражающее покрытие на
внутренней стороне внешней
колбы; 5 — керамическая де-
таль для крепления; 6—
ограничительный резистор;
7 — экран
Отечественная промышленность выпускает подобные лампы
мощностью 160, 250 и 750 Вт под маркой ДРВЭ— дуговые,
ртутно-вольфрамовые, эритемные и ДРВЭД — в колбах с диф-
фузным покрытием [рис. 14,28,а]. Световые отдачи ламп со-
ставляют от 10 до 20 лм/Вт; сроки службы — от 1,5 до 3 тыс. ч
в зависимости от выбранного режима работы вольфрамовой
спирали. На рис. 14.28,6 приведен спектр ламп ДРВЭ.
Лампы ДРВЭ и ДРВЭД применяются в сельском хозяйстве
для освещения и одновременного облучения животных и птиц,
а также в фотариях. Подробнее см. в [0.11, 14.1].
Глава пятнадцатая
ОСНОВЫ РАБОТЫ МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫХ ЛАМП
15.1. УСТРОЙСТВО И ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫХ
ЛАМП
Для создания эффективных источников света различного на-
значения может быть использовано большое число элементов,
излучение которых лежит в оптической области спектра. Од-
нако до начала 60-х годов они не могли быть применены либо
из-за недостаточной упругости паров при максимально возмож-
ных рабочих температурных колб (кварцевое стекло до 900—
950 °C), либо из-за их разрушающего действия на материал
колб и электродов (см. § 7.1).
В начале 60-х годов был практически реализован новый ме-
тод введения элементов в разряд, благодаря чему значительно
расширилось число элементов, излучение которых оказалось
возможным использовать в разрядных лампах. Появились ис-
ключительно широкие возможности создания ламп с высокой
удельной мощностью, обладающих самым различным спектром
излучения, от практически однородного до непрерывного, при
существенно более высоких КПД по сравнению с традиционны-
ми ртутными лампами ВД. По своему революционному значе-
нию это открытие можно сравнить с созданием ЛЛ. Вместе с
тем при разработке и внедрении этого нового класса ламп воз-
ник ряд специфических проблем, связанных главным образом
с зажиганием, нестабильностью характеристик и более низким
сроком службы. По мере преодоления этих трудностей новый
класс ламп постепенно получает все более широкое распро-
странение.
Эти лампы получили название металлогалогенных по при-
чинам, которые объяснены ниже.
Устройство.) В конструктивном отношении металлогалоген-
ные лампы (МТЛ) подобны различным типам ртутных ламп
ВД и СВД. Принципиальное отличие заключается в том, что
внутрь разрядных колб МГЛ кроме ртути и аргона (или дру-
гого инертного газа) дополнительно вводят определенные эле-
менты, обычно металлы, но не в чистом виде, а в форме хими-
ческих соединений. В результате этого удается в широких пре-
делах изменять спектр излучения разряда/^
Принцип действия. Смысл введения химических соединений
вместо чистых элементов заключается в том, чтобы при допу-
стимой рабочей температуре колбы повысить упругость паров
вещества и концентрацию интересующего нас элемента в раз-
ряде до уровня, при котором они могут давать достаточное из-
лучение, или использовать излучение элементов, которые в чи-
стом виде разрушают стекло колбы. Принцип работы подобных
ламп таков: при достаточной температуре стенок колбы в объ-
еме лампы создается определенное давление паров вводимого
вещества. Молекулы вещества, попадая в зону разряда с высо-
кой температурой, разлагаются там на атомы, которые возбуж-
даются и излучают. Для того чтобы такая лампа могла дейст-
вовать в течение длительного времени, необходимо, чтобы ато-
мы, входящие в состав химического соединения, диффундируя
за пределы разрядного канала и попадая в зону с более низ-
кой температурой, вновь практически полностью воссоединя-
лись в первоначальные соединения, т. е. должен существовать
и поддерживаться в течение всего срока службы замкнутый
химический цикл.
Если в лампу вводится не один, а несколько элементов в
виде химических соединений, то для каждого из них должен
существовать и поддерживаться свой замкнутый цикл.
Принцип работы МГЛ был предложен Штейнмецом еще в 1891 г. Изу-
чая ртутные лампы, он обнаружил, что при введении в лампу иодидов раз-
ных металлов можно было получать спектр соответствующего металла. Но
в то время это открытие не нашло применения. Дело в том, что тогда приме-
нялись ртутные лампы с жидкими ртутными катодами; температура «холод-
ной зоны» не могла быть поднята выше точки кипения ртути, т. е. 357 °C,
а рабочие температуры применявшихся стекол не могли превысить 400—
420 °C. При этих температурах давление паров большинства иодидов метал-
лов еще очень мало, чтобы давать заметное излучение.
В начале 60-х годов почти одновременно в ряде стран, в
том числе и в СССР, начались работы по созданию разрядных
ламп, использующих принцип введения элементов в виде гало-
генных соединений. Библиографию основных работ по МГЛ до
середины 70-х годов см. в [0.9, 0.10, 15.3, 17.15].
Условия эффективной и длительной работы ламп с замкну-
тыми циклами в парах химических соединений. Для этого вво-
димые химические соединения должны удовлетворять, по край-
ней мере, следующим требованиям:
упругость их паров при допустимой рабочей температуре
колбы должна быть достаточной для получения излучения с
высоким выходом;
Рис. 15.1. Упругости насыщающих паров иодидов некоторых элементов в за-
висимости от температуры
температуры разложения соединений должны быть выше
рабочей температуры колбы, так как иначе они будут разла-
гаться на стенках колбы;
соединения должны разлагаться на атомы , в разряде;
соединения должны вновь легко образовываться за преде-
лами разряда;
потенциалы возбуждения элементов с интересующими нас
спектральными линиями должны быть ниже потенциалов воз-
буждения линий других элементов, входящих в соединения или
присутствующих в разряде;
атомы используемых веществ .не должны образовывать не-
разлагаемых соединений с материалом колбы, электродов и
других элементов внутри лампы, так как в этом случае могут
образоваться вредные для работы лампы соединения и будет
изменяться количество веществ, принимающих участие в цикле;
соединения не должны оказывать вредного воздействия на
материал колбы и на электроды.
Всем этим требованиям в наибольшей мере удовлетворяют
галогенные соединения многих элементов и прежде всего йоди-
стые соединения металлов. Упругость паров у большинства из
них выше, чем у элементов, с которыми они образуют соедине-
ния; исключение составляют галогениды щелочных металлов.
На рис. 15.1 показаны в качестве примера упругости паров не-
которых элементов и галогенных соединений. Галогенные со-
единения элементов левой части таблицы Менделеева, т. е.
большинства металлов, химически достаточно устойчивы и по-
этому возгоняются без разложения при допустимых рабочих
температурах стенки колбы. Иод дает соединения с большим
количеством элементов. Температуры диссоциации большинства
иодидов металлов составляют несколько тысяч кельвин, так
что в канале разрядов высокого давления они распадаются на
атомы. Потенциалы возбуждения и ионизации иода близки
к соответствующим потенциалам ртути, которая широко ис-
пользуется в лампах этого типа, и выше, чем у большинства
металлов, с которыми он образует соединения. Йодиды метал-
лов практически не взаимодействуют с кварцевым стеклом.
В силу этих причин галогенные соединения металлов, и особен-
но иодистые, в первую очередь нашли применение в разраба-
тываемых лампах. Поэтому лампы этого класса называют
металлогалогенными.
В дальнейшем, возможно, удастся использовать соединения
и других классов. Поэтому в более общем виде лампы этого
класса можно называть разрядными лампами с циклами в па-
рах химических соединений.
Применение замкнутых циклов в парах галогенных соеди-
нений позволило не только увеличить концентрацию атомов
многих элементов в разряде, но и использовать в кварцевых
колбах разряд в парах щелочных и щелочноземельных метал-
лов. Это объясняется тем, что атомы щелочных и щелочнозе-
мельных металлов за пределами разрядного канала воссоеди-
няются в галогенные соединения и в виде атомов практически
не достигают стенок колбы.
Буферный газ1 и излучающие добавки. Решающим этапом
в развитии разрядных ламп с циклом в парах галогенных со-
лей явилось предложение В. Kiihl [15.1] использовать для этой
цели ртутный разряд ВД, вводя в него другие элементы для
изменения спектрального распределения излучения в виде не-
больших добавок их иодистых соединений. Этот прием позво-
лил создать источники с высоким выходом излучения добавок,
1 Понятие буферного газа впервые было введено А. Бауэром [15.2].
близкие по своим электрическим характеристикам, аналогич-
ным ртутным лампам ВД и СВД.
В принципе мыслимо создание различных вариантов раз-
рядных ламп с циклами галогенных соединений. Из них наибо-
лее эффективным оказывается использование разрядов с неиз-
лучающим или слабо излучающим так называемым наполняю-
щим или буферным газом или паром1 при ВД или
С В Д и небольшими добавками других элементов или их со-
единений, дающими излучение в интересующей области спек-
тра, которые поэтому будем называть излучающими до-
бавками.
Разряды ВД имеют в данном случае следующие преимуще-
ства перед разрядами НД.
1. Температуры всех частиц в разрядном канале достигают
нескольких тысяч градусов, что оказывается достаточным не
только для почти полной диссоциации большинства галогенных
соединений, но и для интенсивного возбуждения атомов многих
элементов, особенно металлов.
2. Важным достоинством разрядов ВД являются значитель-
но более высокие градиенты потенциала, чем в разрядах НД,
что позволяет в более широких пределах варьировать темпера-
туру колбы, а вместе с тем и давление паров в лампе.
3. При использовании разрядов ВД удается создавать источ-
ники излучения с высокой объемной концентрацией мощности
и высокой яркостью на мощности от нескольких десятков ватт
до нескольких десятков киловатт. Создание компактных раз-
рядных ламп НД с подобными свойствами практически неосу-
ществимо из-за значительно меньших значений градиента по-
тенциала и, следовательно, меньшей концентрации мощности
в разряде.
4. В дугах ВД постепенный спад температуры от канала ду-
ги к стенкам создает благоприятные условия для воссоединения
элементов в первоначальные соединения за пределами кана-
ла разряда.
5. Этому способствует также большая плотность газа или
пара, затрудняющая диффузию атомов к стенкам. Иначе зна-
чительная энергия, выделяющаяся при образовании молекул,
выделялась бы в виде тепла на стенках, что снижало бы КПД
разряда.
6. Как показали исследования, повышение давления напол-
няющего — буферного газа при известных условиях способст-
вует увеличению выхода излучения добавок из разряда. Это
обстоятельство имеет важное значение для создания эффектив-
ных источников излучения с излучающими добавками и будет
рассмотрено ниже.
1 В дальнейшем для краткости часто не будем делать различия между
газом и паром.
Оценка соотношения потоков излучения спектральных ли-
ний добавок и буферного газа может быть проведена, если
принять П-образную модель канала разряда и допустить суще-
ствование ЛТР. Тогда для отношения удельного потока излу-
чения спектральной линии добавки (индекс «д») к удельному
потоку излучения спектральной линии буферного газа (индекс
«о») согласно гл. 4 и i[15.3] получим
Ф1Д 1дСд(1 Хд)пДд2 Рд е+ fey (Ц« —Цд) 0g Ц
f0C0^02 Pq
Из (15.1) следует, что при прочих равных условиях чем ни-
же потенциал возбуждения соответствующей спектральной ли-
нии добавки t/д по сравнению с потенциалом возбуждения
рассматриваемой линии буферного газа Uo, тем меньше требу-
ется ее парциальное давление рд для получения требуемого со-
отношения излучений.
Некоторое представление о необходимом соотношении
давлений добавки и буфера можно составить, если в формуле
(15.1) положить, что
[/дС’дл;/?д2(1—Хд)//оС’од/?о2]=1.
При расчете конкретных линий значение этого выражения мо-
жет быть вычислено. Тогда
(Рд/ра^-^е *гэф д- (15.2)
^10
Найдем в качестве примера при этом условии соотношение
парциальных давлений добавки натрия к ртути, необходимое
для того, чтобы поток излучения желтых линий натрия 589 и
589,6 нм с Un—2,1 В был в 10 раз больше потока излучения
видимого триплета ртути 404,7; 435,8 и 546 нм с t/0 = 7,7 В.
Допустим, что 7Эф=5000 К (см. ниже), тогда
Р«./Рн, Юехр [- (7,7 - 2,1)] = 2,3-10-.
Из этого примера видно, что в рассмотренном случае пар-
циальное давление паров натрия за счет более низкого потен-
циала возбуждения и снижения температуры должно состав-
лять всего около 2-10~5 от давления паров ртути. Так, напри-
мер, при давлении паров ртути 4-10s Па давление паров нат-
рия должно составлять всего около 8 Па (6-10-2 мм рт. ст.).
Аналогичным путем можно оценить необходимое соотноше-
ние парциальных давлений при других значениях (Uo—t/д) и
Тэф. На рис. 15.2 построена функция ехр [ — — (t/K—1/0)
L 7эф
от (t/д—и0) для трех значений Тэ$.
Рис. 1Ь.2. Относительная концентрация
возбужденных атомов Пт/Пъ в зависи-
мости от потенциала возбуждения при
различных температурах дуги и нали-
чии ЛТР
Следует, однако, помнить, что
такого рода оценки носят чисто
качественный характер, так как
в них не учтены поглощение из-
лучения, частичная ионизация
атомов добавки и другие факто-
ры (см. § 15.6).
Таким образом, при достаточ-
но низком потенциале возбуж-
дения линий добавки по сравне-
нию с потенциалами возбужде-
ния линий другого наполняюще-
го газа или пара можно создать условия, при которых основ-
ную долю возбужденных атомов будут составлять атомы до-
бавки, в то время как атомы другого наполняющего газа или
пара, находясь при значительно более высоком давлении, прак-
тически не будут возбуждаться и участвовать в излучении.
Из приведенного рассмотрения следует также, что для полу-
чения преобладающего излучения линий добавок над излуче-
нием наполняющего газа наиболее эффективно использовать
резонансное излучение добавок или вообще излучение их ли-
ний, соответствующих переходам с наиболее глубоких уровней
возбуждения. Условия разряда должны быть выбраны с таким
расчетом, чтобы обеспечить высокий выход излучения добавок.
Особености разрядов МГЛ и их исследования. Пока для
наполнения ламп использовались инертные газы и чистые ме-
таллы, химически не взаимодействующие с колбой и электро-
дами, процессы в разряде носили чисто физический характер;
если и имели место химические реакции, то они, как правило,
являлись вредными и от них старались избавиться. В разрядах
МГЛ положение принципиально иное. Введение в лампу ме-
таллогалогенов приводит к тому, что непременным условием
работы ламп являются физико-химические процессы, связан-
ные с диссоциацией и образованием различных химических со-
единений в объеме лампы, на внутренних стенках колбы и на
электродах, при этом из-за наличия больших градиентов тем-
пературы, градиентов концентраций компонентов и электриче-
ских полей имеют место многочисленные процессы переноса
энергии, массы и зарядов. К этому надо добавить, что подав-
ляющее большинство разрядных ламп работает на переменном
токе так, что все эти процессы меняются периодически во вре-
мени. В этих условиях определение локального состава компо-
нентов плазмы и его изменения по времени представляют собой
весьма трудную задачу (см. § 15.5).
Следует подчеркнуть, что каждый новый состав наполнения
требует самостоятельного рассмотрения, поскольку появляются
новые химические реакции и условия в разряде от этого могуг
существенно изменяться.
Присутствие в газовой фазе галогенов приводит к захвату
электронов и повышает напряжение зажигания. Из-за наличия
галогенов в МГЛ не могут работать столь эффективные для
ртутных ламп ВД электроды, активированные оксидами щелоч-
ноземельных металлов. Оказалось, что в МГЛ хорошо работа-
ют электроды из торированного вольфрама. Дальнейшее изу-
чение вопроса показало, что работа электродов в МГЛ явля-
ется весьма сложной проблемой, требующей специального изу-
чения. Выявились и другие проблемы, которые потребовали
специального исследования для создания работоспособных
МГЛ (см. гл. 16).
В обобщенном виде можно сказать, что исследование раз-
рядов в МГЛ дополнительно должно включать изучение термо-
химических свойств композиций, входящих в состав наполне-
ния, так как ими определяются состав паров и парциальные
давления компонентов, транспортных реакций и процессов пе-
реноса энергии, массы и зарядов. Ниже эти проблемы будут
рассмотрены несколько подробнее.
15.2. ВЫБОР ИЗЛУЧАЮЩИХ ДОБАВОК И БУФЕРНОГО ГАЗА И ОЦЕНКА
ЭФФЕКТИВНОСТИ РАЗРЯДА
Анализ свойств иодидов различных металлов, а также обсле-
дование экспериментальных ламп показали, что поставленным
выше требованиям (см. § 15.1) удовлетворяют иодиды свыше
40 элементов. Не подходят галогенные соединения меди, сереб-
ра, золота и металлов платинопалладиевой группы, а также не-
которых редкоземельных металлов из-за неустойчивости их со-
единений при рабочих температурах колбы. Галогениды каль-
ция, стронция и бария малоэффективны из-за низкой упругости
их паров. Сравнительно низки упругости паров также у гало-
генидов редкоземельных металлов (РЗМ), широко применяемых
в настоящее время в МГЛ; Иодиды бора, алюминия, наоборот,
имеют высокую упругость пара даже при комнатной температу-
ре, поэтому для зажигания ламп с этими добавками требуется
высокое напряжение. Применение галогенидов некоторых эле-
ментов требует специальных мер предосторожности из-за высо-
кой токсичности их паров; сюда относят бериллий, мышьяк, се-
лен и некоторые другие.
В § 15.1 обоснованы преимущества разрядов ВД для ламп
с излучающими добавками. Пользуясь выражениями, приведен-
ными в гл. 6, а также другими, описывающими эффективность
излучения столба разрядов ВД, имеем
1]ст эф «£ (L) тпахТ]эф (1 Р 1т/Р 1 ст) Тэф. ( 15.3)
Из (15.3) видно, что при заданной чувствительности прием-
ника для увеличения эффективного КПД столба необходимо
повышать т]эф, т. е. добиваться такого распределения излучения
по спектру, при котором как можно большая часть оптического
излучения столба лежала бы в области наибольшей чувстви-
тельности приемника, и повышать т]эн — (1—Р1ст/Р1ст)Тэф, ЧТО
можно достичь, уменьшив (Pit/Pict), т. е. относительную долю
тепловых потерь в столбе, и повысив значение тЭф.
Одно из первых экспериментальных обследований влияния
галогенных добавок на спектр и световую отдачу ртутного раз-
ряда ВД было проведено Рейлингом (библиографию см. в [0.9,
0.10, 15.3]). Он обследовал свыше 30 добавок и их комбинаций
(Lui, Nal, Agl, Au'I, Mgl2, Cal2, Srl2, Bal2, Znl2, Cdl2, Inl3,
Til, EuI2, Hfl4, Snl2, Pbl2, Sbl3, Scl2, Tel2, Mnl2, Thl2, Fel2, Col2,
Irl2, Ptl2, Nil2).
Исследования проводились им на стандартных ртутно-квар-
цевых горелках ламп типа ДРЛ мощностью 400 Вт, имеющих
рабочее давление паров ртути около 4- 10s Па. В горелки поми-
мо ртути и аргона 2,67 кПа (20 мм рт. ст.) вводились иодиды
одного или нескольких из перечисленных элементов. Световая
отдача и некоторые другие характеристики измерялись в зави-
симости от мощности лампы, что было эквивалентно изменению
температуры стенок колбы и соответственному изменению дав-
ления паров иодидов.
Из рис. 15.3, построенного нами по материалам упомянутой
статьи Рейлинга, видно, что световая отдача растет с ростом
мощности и что наибольшее повышение дает введение TlI-]-NaL
Аналогичные работы проводились во всех передовых странах,
в том числе и в СССР.
Весьма важным результатом этих работ явился вывод о том,
что наибольшую мощность излучения добавок имеют, как пра-
вило, их резонансные линии или линии, соответствующие пере-
ходам с наиболее глубоких уровней возбуждения. Это давало
определенный ключ к выбору добавок с точки зрения получе-
ния требуемого спектрального состава излучения [0.9, 15.3,
15.4].
Исходя из этого следовало, что для создания источников с
излучением, сосредоточенным преимущественно в одной спект-
ральной линии, необходимо использовать резонансное излуче-
ние элементов из группы щелочных металлов (Li, Na, К, Rb,
Рис. 15.3. Световые отдачи ртутных
ламп при давлении паров ртути око- "^v
ло 4-105 Па с добавками различных
иодидов в зависимости от мощно-
сти (температуры):
Hg: 2 — Hg+TII+Nal и Hg+Tl+Nal;
3 — Hg+ТП; 4 — Hg+NaI+TH+InI3; 5 —
Hg+Nal+TlI+Lil; 6 — Hg+Nal+Lil; 7 —
Hg+Tels
Cs) и третьей главной группы
(В, Al, Ga, In, TI), спектр ко-
торых состоит из относитель-
но небольшого числа линий.
Так, например, добавка нат-
рия дает однородное желтое
излучение с длиной волны
около 589 нм, добавка ли-
тия—красное излучение с
—671 нм, добавка таллия —
зеленое излучение с
= 535 нм, индия—синее и фиолетовое с ^=451 и 410 нм и т. д.
Используя излучение нескольких добавок, можно создать
источники однородного излучения, сосредоточенного в отдель-
ных участках спектра.
Спектр излучения элементов второй группы, имеющих по
два валентных электрона, более сложен и состоит из большего
числа линий. Поэтому использование этих элементов в каче-
стве излучающих добавок будет давать излучение большего
числа линий.
Длины волн резонансных линий и потенциалы их возбужде-
ния для элементов первых трех групп и инертных газов приве-
дены в табл. 2.1.
Для создания источников с достаточно заполненным, близ-
ким к непрерывному спектром излучения в какой-либо спект-
ральной области добавки следует выбирать из элементов с чис-
лом электронов на внешней оболочке, превышающим 2, и с не-
заполненными внутренними оболочками (см. § 2.2 и [0,1]).
В этом отношении представляют интерес побочные элементы
третьей группы — скандий, иттрий, лантан и редкие земли. Из-
вестно, что соли редких земель широко использовались в от-
крытых угольных дугах высокой интенсивности в качестве из-
лучающих добавок. Подобные дуги дают практически непрерыв-
ный спектр (настолько густо расположены спектральные ли-
нии), близкий к белому свету, с весьма высокой отдачей, дости-
гающей 70—90 лм/Вт. В настоящее время разработаны и ши-
роко применяются МГЛ с редкоземельными добавками (см.
гл. 17).
Весьма интересно также использование элементов из числа
расположенных в третьей — шестой группах с четвертого по
шестой период. Спектр большинства этих элементов состоит из
очень большого числа тесно расположенных спектральных ли-
ний, обычно простирающихся в обе стороны за пределы види-
мого участка спектра.
А. Бауэр [15.2] в целях выбора оптимального наполнения
для ламп общего освещения провел оценку характера распре-
деления излучения некоторых элементов в видимой области
спектра, в частности Sc, воспользовавшись экспериментальны-
ми данными об относительной интенсивности спектральных ли-
ний, приводимыми в таблицах спектральных линий (см. табл.
А. Н. Зайделя и др.). Для этого сумма относительных интенсив-
ностей линий какого-либо элемента в отдельных областях спект-
ра была поделена на сумму относительных интенсивностей ли-
ний этого же элемента во всем диапазоне спектра. Результаты
подобных расчетов для всех элементов опубликованы Г. С. Са-
рычевым [15.4]. По его данным с точки зрения получения вы-
сокого КПД излучения в видимой области спектра представля-
ют интерес следующие элементы из группы редких земель:
Ей, Но, Er, Sm, La, Lu, Рг, Nd, элементы Sc, V, Ti, Na, Т1 и
некоторые другие, для ближнего УФ-излучения (400—300 нм) —
элементы Ga, Ge, Dy, Pd, Al и некоторые другие.
Обратим внимание на то, что приведенные в таблицах
спектральных линий значения интенсивностей носят ориентиро-
вочный характер и, кроме того, эти данные получены преиму-
щественно для открытой угольной дуги, т. е. в условиях, суще-
ственно отличающихся от дуг закрытого типа в ртути или ксе-
ноне. Поэтому подобные расчеты следует рассматривать как
сугубо ориентировочные, которые могут указать только направ-
ление поиска [15.3]. В [0.10] приведен пример отличия факти-
ческого распределения по спектру от расчетного для иодидов
Sc и Na.
Ртуть в качестве буфера. Во всех современных МГЛ в каче-
стве буфера применяется ртуть. Она обладает удивительно
удачным сочетанием качеств.
1. Пары ртути и ее галогенные соединения не разрушают
стенок кварцевой колбы и материала электродов при их рабо-
чих температурах.
2. Пары ртути обладают малой теплопроводностью, так как
они одноатомны и имеют одну из самых больших атомных масс
(200,6). Вследствие этого удается уменьшить почти до предела
удельные тепловые потери в столбе Picv.
3. Потенциалы возбуждения и ионизации атомов ртути су-
щественно выше, чем у других металлов, вводимых в качестве
излучающих добавок, что позволяет вводить эти добавки при
значительно более низких давлениях [см. (15.2)]. Благодаря
этому удается получать излучение более 40 металлов, галоге-
ниды которых имеют достаточные упругости паров при макси-
мальной рабочей температуре кварцевого стекла (900—1000°C).
4. Пары ртути имеют низкое давление при комнатной тем-
пературе [около 0,17 Па (1,3-10-3 мм рт. ст.)], а при повы-
шении температуры в пределах, которые допускает работа
кварцевого стекла, давление паров ртути может быть доведено
до десяти и более мегапаскалей. Благодаря этому облегчается
зажигание разряда, и имеется возможность регулировать рабо-
чее давление буфера в исключительно широких пределах.
5. Ртуть образует соединения с иодом, благодаря чему сво-
бодный иод связывается, что облегчает зажигание (см. ниже).
Заметим, что Hgl2 является газом, который обладает, так же
как и иод, высоким сродством к электронам, но давление его
паров при комнатной температуре (0,13 Па) значительно ниже,
чем у иода (27 Па при 20°C). Поэтому он оказывает не такое
сильное влияние на зажигание разряда, как иод.
6. Ртуть вызывает значительное уширение ряда спектраль-
ных линий добавок, благодаря чему увеличивается их выход
[15.3, 15.6, 15.7].
Некоторые авторы исследовали возможность использования
других газов и паров в качестве буфера, в частности ксенона
(Бауэр, Галло и др.). Ксенон обладает сравнительно большой
атомной массой (131,3), но возникает проблема с зажиганием
разряда, такая же, как и в ксеноновых лампах ВД и СВД.
Уменьшение Pjt/Pict кроме уменьшения Лт может быть до-
стигнуто путем повышения Лет, поскольку при этом Р1Т растет
значительно медленнее.
Значение Дт в ртутных разрядах ВД составляет около
10 Вт/см (см. гл. 4). Введение излучающих добавок с атомны-
ми массами, меньшими, чем у буферного газа или пара (напри-
мер, ртути или ксенона), будет увеличивать тепловые потери
из-за повышения коэффициента теплопроводности смеси. При
введении добавок в виде химических соединений появятся, кро-
ме того, потери на диссоциацию этих соединений. Поэтому,
чтобы уменьшить тепловые потери, необходимо стремиться к
тому, чтобы парциальные давления добавок были существенно
меньше парциального давления буфера; с другой стороны, они
должны быть достаточными для создания требуемого перерас-
пределения излучения [15.3].
Таковы основные качественные выводы относительно выбора
добавок и буферных газов. Количественные расчеты излучения
разрядов ВД с добавками, как указывалось выше, представ-
ляют определенные трудности. Поэтому для выяснения фактиче-
ских зависимостей наряду с теоретическим анализом приходит-
ся широко использовать экспериментальные данные.
15.3. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ ИЗЛУЧЕНИЯ
МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫХ ДОБАВОК И РТУТИ И ИХ АНАЛИЗ
Излучение линий добавок и ртути в зависимости от давле-
ния паров. Одной из первых работ, в которых исследовался этот
вопрос, была работа X. Ларсона и др. (библиографию до 70-х
годов см. в [0.9, 0.10, 15.3]). Для ртутного разряда с добавкой
иодида таллия ТП в ней была измерена сила излучения двух
наиболее сильных видимых линий ртути (578 и 546 нм) и зеле-
ной линии таллия (535 нм) в зависимости от давления паров
ртути и иодида таллия. С этой целью в отросток разрядной
трубки помещались дозированное количество ртути (66 мг) и
иодид таллия в избытке. Разрядная трубка с отростком поме-
щалась в печь, позволявшую варьировать температуру трубки
и отростка. Температура отростка была ниже температуры раз-
рядной трубки и, таким образом, определяла давление паров
ртути и иодида таллия в лампе.
Г. С. Сарычев и Г. Н. Гаврилкина, пользуясь аналогичной,
но усовершенствованной методикой, более детально и широко
исследовали характеристики ртутного разряда ВД с добавкой
иодида таллия [15.5]. Ими была измерена удельная сила излу-
чения основных линий ртути и наиболее интенсивных линий
таллия в зависимости от давления паров ртути и иодида тал-
лия для трубок нескольких диаметров при различных удельных
мощностях. Во всех экспериментах в отросток вводилось дози-
рованное количество ртути, которая при повышении температу-
ры отростка до определенного значения полностью испарялась.
Измерения проводились при нескольких дозировках ртути, да-
вавших после ее полного испарения несколько различных зна-
чений наибольшего давления паров. Иодид таллия во всех слу-
чаях вводился в избытке так, что его давление при всех иссле-
дованных температурах определялось как давление насыщен-
ных паров. Каждая серия измерений проводилась при постоян-
ной удельной мощности.
На рис. 15.4,с представлена в качестве примера характерная
зависимость удельной силы излучения линий ртути и таллия от
температуры отростка, на рис. 15.4,6 — удельная сила излуче-
ния зеленой линии таллия 535 нм в зависимости от температу-
ры отростка при нескольких дозировках ртути. Обращает на се-
бя внимание рост силы излучения зеленой линии таллия с ро-
стом давления паров ртути при постоянной температуре отрост-
ка Дол (см. ниже).
К настоящему времени выполнен ряд работ, в которых ана-
логичным методом исследован выход излучения ртутных раз-
рядов ВД с различными излучающими добавками и их компо-
зициями (рис. 15.5).
риведенные выше зависимости излучения линий добавок и
ртути от давления добавки и ртути являются достаточно типич-
ными, что свидетельствует об одинаковом механизме процессов.
Наблюдаемые зависимости качественно хорошо объясняются из
теории [см. (15.1)]. Вначале, при повышении температуры от-
200 300 W0 500 ч 600 6птп °C
а) от₽’
Рис. 15.4. Зависимость удельной силы излучения основных линий ртути и тал-
лия от температуры отростка. Ртуть —дозированное количество, иодид тал-
лия — в избытке, diTp 16 мм, Р1ст=50 Вт/см:
“ — количество ртути 45 мг; pmax(Hg) «3,95-10’ Па; б-сила излучения линии таллия
535 им; 1- m(Hg) = 130 мг, Ртшс№) = 13,2-10= Па; 2-m(Hg)=45 мг.
«3,95-105 Па; 3 — m(Hg) = ll мг, pmax(Hg) л> 1-I05 Па
Рис. 15.5. Относительный выход излучения
линий галлия (403 и 417 нм) в зависимости
от дозировки Gal при двух дозировках
ртути:
1 — m,(Hg)=0.7 мг/см3; 2 —mi(Hg)=I,5 мг/см’
ростка, пока имеется жидкая ртуть, давление паров ртути и
давление добавки резко возрастают по кривым рис. 15.1. После
того как температура отростка достигает значения, при котором
вся ртуть окажется в испарившемся состоянии, дальнейшее по-
вышение его температуры вызывает лишь весьма слабое уве-
личение давления паров ртути, в то время как давление паров
добавки, которая вводится с избытком, продолжает так же рез-
ко возрастать. Ход излучения линий ртути и добавки опреде-
ляется, с одной стороны, ростом давления соответственно ртути
и добавки, вызывающим рост излучения, а с другой стороны,
падением температуры разряда, приводящим к уменьшению вы-
хода излучения. На действие этих факторов накладывается из-
менение условий выхода излучения (поглощение) из разряда.
В результате наблюдается максимум. Чем выше потенциал воз-
буждения линии, тем резче сказывается на ее излучении изме-
нение температуры разряда.
Расчеты абсолютных значений мощности излучения линий
таллия 535 и 377 нм, выполненные без учета поглощения в раз-
ряде (f=l), приводят к значениям мощности, в десятки и бо-
лее раз превышающим экспериментально найденные величины.
Оценки показывают, что реабсорбция является главной причи-
ной, ограничивающей выход излучения зеленой линии таллия
(см., например, [15.3]).
К аналогичным выводам приходим и при анализе выхода ре-
зонансного излучения других добавок, например иодида натрия.
Подчеркнем, что на объемное распределение концентрации до-
бавок в МГЛ значительное влияние оказывают процессы иони-
зации, конвекция и различные виды диффузии, роль которых
несущественна в чисто ртутных разрядах ВД (см. § 15.6).
Влияние буферного газа на излучение добавок. Уже в пер-
вых работах с МГЛ было установлено, что с увеличением дав-
ления ртути растет световая отдача ламп с добавками иодидов
Na, Т1 и In (библиографию см. в [15.3]). Более детальное изу-
чение этого вопроса в упомянутой выше статье [15.5] показа-
ло, что в лампе с добавкой только ТП с ростом давления паров
Рис. 15.6. Контур зеленой линии Т1535 нм при двух давлениях паров рту-
ти [15.6]:
1 pHg=l-105 Па; 2 p^g=l*10® Па
ртути при постоянной температуре отростка с иодидом таллия
сила излучения зеленой линии таллия растет, как это показано
на рис. 15.4,6.
Мной было высказано предположение о том, что одной из
главных причин, вызывающих рост излучения зеленой линии
таллия при увеличении давления паров ртути, является ушире-
ние линий таллия за счет взаимодействия с атомами ртути
[15.3]. Чем больше давление паров ртути и вообще буферного
газа, тем больше уширение линии добавки, а чем шире спект-
ральная линия, тем при прочих одинаковых условиях она мень-
ше поглощается в разряде (см. гл. 2). В дальнейшем специаль-
но поставленные Г. С. Сарычевым и Г. Н. Гаврилкиной экспе-
рименты подтвердили правильность этого предположения. На
рис. 15.6 показан контур зеленой линии Т1 (535 нм) при двух
давлениях паров ртути.
Уширение линий добавки атомами буферного газа (обычно
ртути) носит достаточно общий характер и играет важную роль
в разрядах ВД с излучающими добавками, резонансные линии
которых испытывают значительное ударное уширение от соуда-
рений с атомами буфера. В [15.7] предложено использовать
этот эффект для увеличения выхода излучения добавок.
15.4. ВЛИЯНИЕ МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫХ ДОБАВОК НА ДУГОВОЙ
РАЗРЯД
Стягивание разряда и нестабильность дуги. При введении в
ртутную дугу ВД иодидов скандия, тория, редких земель и во-
обще металлов с большим количеством спектральных линий на-
блюдается стягивание разряда, сопровождающееся существен-
ным повышением напряжения и нестабильностью дуги [0.10].
В результате такие лампы оказываются непригодными в работе.
На рис. 15.7 отчетливо видно резкое сжатие дуги, вызван-
Рис. 15.7. Стягивание канала ртутно-
го разряда при введении добавки
иодида диспрозия (Dyl3) [15.8]:
/— видимое распределение яркости попе-
рек оси разряда в свете желтых линий
ртути 577/91 им в чисто ртутном разряде
СВД; 2 — то же при введении добавки
Dyl3; 3 — яркость свечения в области
582 нм. соответствующей излучению Dy
ное добавкой иодида диспрозия Dyl3. Свечение разряда состоит
как бы из двух зон: довольно узкой и более яркой центральной
зоны голубоватого цвета, окруженной ореолом розоватого цве-
та, доходящего почти до стенок колбы и принадлежащего из-
лучению Dy.
Стягивание дуги вызывается ее усиленным охлаждением,
выходящим излучением упомянутых добавок, которое слабо по-
глощается в разряде. В § 4.8 был объяснен механизм такого
стягивания и было показано, что оно происходит, если UB ста-
новится меньше 0,58 Ui.
Исходя из этого критерия добавки скандия и тория должны
вызывать стягивание, а таллия — нет (см. § 4.8).
Повышение напряжения на дуге вызывается в основном
уменьшением токопроводящего сечения.
Расширение дуги. Йодиды щелочных металлов, наоборот,
вызывают расширение дуги, и дуга стабилизируется стенками,
что обеспечивает более устойчивое горение. Вместе с расшире-
нием дуги уменьшается падение напряжения на ней за счет
увеличения токопроводящего сечения.
Расширяющее действие щелочных металлов обусловлено их
низкими потенциалами ионизации, вследствие чего увеличива-
ются концентрации электронов в более низкотемпературных пе-
риферийных областях дуги так, что они становятся токопрово-
дящими. Наиболее сильное расширяющее действие оказывает
цезий, имеющий самый низкий потенциал ионизации (см. табл.
2.1). Эффект расширения уменьшается по мере повышения по-
тенциала ионизации при переходе от цезия к натрию и литию.
На рис. 15.8 показано влияние добавок иодидов Nal и CsI
на характеристики ртутных ламп с иодидами скандия и тория.
Из рисунка видно, что для получения требуемого напряжения
на дуге и хорошей стабилизации дозировка иодидов щелочных
металлов должна выбираться достаточно точно.
Рис. 15.8. Влияние добавок иодндов щелочных металлов на характеристики
ртутной дуги ВД 400 Вт с добавками Sc (а) и Th (б) [0.10]
Введение иодидов щелочных металлов изменяет спектр из-
лучения разряда: дополнительно появляется излучение, главным
образом, резонансных линий соответствующих металлов, а за
счет падения температуры разряда меняются и соотношения в
спектре излучения.
Для осветительных ламп в качестве расширяющей добавки
наиболее подходит иодид натрия, поскольку излучение резонанс-
ных линий натрия лежит в желтой части спектра, обеспечиваю-
щей существенное повышение световой отдачи. При введении
галогенидов Cs появляется излучение резонансных линий Cs,
расположенных в близкой ПК-области спектра (852,1 и
89,44 нм). Их интенсивность растет с ростом дозировки CsI, по-
степенно насыщаясь (рис. 15.9,а и б). Вместе с тем падает из-
лучение в видимой области спектра. На рис. 15.10 в качестве
примера представлена зависимость светового потока от количе-
ства вводимого CsI (или CsBr) для компактной МГЛ с Но!3
при различных мощностях.
Осевое расслоение излучения. При работе МГЛ часто на-
блюдается неравномерное распределение излучения по цвету и
отчасти по яркости вдоль столба разряда. Это нежелательное
явление ведет к изменению цвета излучения в зависимости от
положения горения, особенно у ламп большой длины [15.3,
15.9—15.11].
Из рис. 15.11,6 отчетливо видно, что в вертикально горящей
лампе излучение Na, Sm, Cs, Се и некоторых других добавок
концентрируется вблизи нижней части горелки и резко убывает
кверху, в то время как излучение Tl, Hg и In, наоборот, возра-
стает снизу вверх. Подобные явления в большей или меньшей
3
WO 500 600
700 800 900 1000 Л,ИМ
Рис. 15.9. Влияние уширяющей до-
бавки CsI (или CsBr) на излучение
лампы МГЛ с РЗМ излучающими до-
бавками [15.8]:
а — спектр МГЛ с добавкой Hols в зави-
симости от количества CsI: I — без CsI;
2 —CsI (0,02 мг/см8); 3 — CsI (0,2 мг/см3);
б — отношение потока излучения в ближ-
ней ИЦ-области (780—1000 им) Фик к сум-
марному потоку в области 380—1000 нм
Фр лампы МГЛ с галогенидами Но
в зависимости от количества CsI (или
CsBr) при Рл=2500 Вт: 1 — лампы с
иодида ми; 2— то же с бромидами
степени наблюдаются и у МГЛ с другими наполнениями и, та-
ким образом, носят достаточно общий характер.
Фол [15.10] экспериментально установил, что у вертикально
горящих ламп с иодидами Na и Sc (Рл=Ю00 Вт, /Эл=90 мм,
с?1=22 мм) световая отдача дуги в верхней части составляет
меньше 50% светоотдачи в нижней части. В результате общая
световая отдача оказывается существенно ниже. Силы излуче-
ния резонансной линии Na в нижней части горелки на 70%
Рис. 15.10. Зависимость светового потока компактной лампы МГЛ с H0I3 от
количества вводимой добавки CsI(CsBr) при разных мощностях [15.8]:
----------------------------— CsI;----— — CsBr
больше, чем в верхней. Такой же характер распределения излу-
чения наблюдается и для Sc.
Расслоение вызывает нежелательное (или недопустимое)
изменение излучения добавок вдоль оси лампы, а у осветитель-
ных ламп — изменение цвета и значительную потерю в КПД и
световой отдаче.
Причины этого явления рассмотрены в следующем параг-
рафе.
Неоднородность спектра излучения по сечению разряда и по
времени. В лампах с некоторыми добавками наблюдается раз-
личный цвет свечения в центре и по краям шнура разряда. Так,
например, в ртутном разряде с добавкой иодида натрия бело-
голубой канал разряда окружен оранжево-красной каймой. Это
объясняется наличием радиального градиента температуры.
Атомы натрия, имеющие более низкий потенциал возбуждения
(желтые линии натрия 2,1 эВ), имеют более широкую кривую
распределения излучения по радиусу.
При работе ламп на переменном токе наблюдается периоди-
ческое изменение цветности излучения, связанное с различной
глубиной пульсаций излучения разных линий. Чем ниже потен-
циал возбуждения линии, тем меньше ее излучение зависит от
температуры разряда и тем, следовательно, меньше глубина ее
пульсаций, связанная с периодическими изменениями темпера-
Рис. 15.11. Распределение силы излучения наиболее интенсивных линий в вер-
тикально горящих трубчатых МГЛ с различными излучающими добавками:
а — наполнение Hg+иодиды Na, Tl, In (по измерениям 3. Н. Кобиной, библиографию
см. в [15.31); б — наполнение Hg (50 мг)+иодиды Na, Sm, Се и Cs [15.91
туры в разряде. По этой причине в ртутном разряде с добавкой,
например, иодида натрия вблизи максимума тока преобладает
бело-голубое свечение ртути, а вблизи нуля тока — оранжево-
красное излучение натрия (см. [15.3]). Эти обстоятельства не-
обходимо учитывать при использовании МГЛ в осветительных
установках.
15.5. ПРОЦЕССЫ, ОПРЕДЕЛЯЮЩИЕ ПРОСТРАНСТВЕННЫЕ
И ВРЕМЕННЫЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫХ ДОБАВОК
В РАЗРЯДЕ
Для выяснения механизма аксиальной и радиальной неодно-
родности излучения металлогалогенных добавок в вертикально
горящей дуге ВД в цилиндрической разрядной трубке необхо-
димо прежде всего рассмотреть процессы, определяющие про-
странственное и временное распределение концентраций доба-
вок в подобном разряде.
Механизм попадания добавок в канал разряда. Осевая не-
однородность излучения вертикально горящих МГЛ, безуслов-
но, связана с неоднородностью распределения концентрации
атомов добавок по высоте. Последняя может быть вызвана вза-
имодействием конвекции и диффузии частиц. Фол [15.10] и не-
которые другие авторы предполагали, например, что главной
Рис. 15.12. Схематическое изображение конвекционных потоков в вертикаль-
но горящих трубчатых лампах МГЛ (а) и специальные разрядные трубки для
исследования конвекции (б и е)
причиной является многоконтурная конвекция (см. § 4.11). Од-
нако большинство исследователей, в том числе и автор этой
книги, считали, что конвекция в центральной части трубки яв-
ляется в основном одноконтурной.
Для исследования этого вопроса применялись специальные
экспериментальные лампы, в которых устранялась возможность
многоконтурной конвекции. Так, в [15.9] в разрядную трубку
вставлялся цилиндр из кварцевого стекла, открытый снизу и
сверху (рис. 15.12,6) и по диаметру равный диаметру зоны, в
которой скорость конвекции равна нулю (см. рис. 4.19).
В [15.10, 15.15] разрядные трубки имели боковую трубку, при-
паянную так, как схематично показано на рис. 15.12,в (бай-
пас). В [15.12] при помощи кинокамеры непосредственно фик-
сировалось движение пробных микрочастиц, вводимых в ниж-
нюю часть разряда импульсно за счет испарения лазерным лу-
чом материала электрода или стенки и раскаляющихся при по-
падании в разряд. Эти эксперименты показали, что в верти-
кально горящих МГЛ цилиндрической формы в средней части
трубки (область 2 на рис. 15.12,а) конвекция действительно яв-
ляется одноконтурной. Таким образом, оставался вопрос о том,
за счет какого процесса добавки попадают в канал разряда й
удаляются из него.
Очевидно, что при одноконтурной конвекции убыль по вер-
тикали может происходить только за счет радиальных потоков
диффузионного характера. Для выяснения механизма попадания
добавок в канал разряда были поставлены специальные экспе-
рименты [15.11].
Поскольку в области 2 (рис. 15.12,а)—ламинарного тече-
ния— конвекция одноконтурная, массовый обмен между при-
осевым потоком, движущимся вверх, и пристеночным потоком,
движущимся вниз, может осуществляться только диффузион-
ным путем. Если предположить, что определяющим процессом
в переносе излучающих добавок в разряд является диффузия,
то, очевидно, что максимальное количество добавки в разряде
должно быть вблизи области конденсата. Поэтому если переме-
щать местоположение конденсата по стенке разрядной трубки
вдоль области 2, где нет радиальных конвекционных потоков,
то вслед за перемещением конденсата должен перемещаться и
максимум концентрации добавки в разряде. Если же основным
процессом переноса добавок в разряд является конвекция, то
максимум концентрации добавки независимо от положения кон-
денсата в области 2 будет находиться в нижней части разряд-
ной трубки, где происходит вток паров конвекционным путем.
В специально поставленном эксперименте [15.11] область
конденсации металлогалогенов перемещалась по стенке верти-
кально работающей горелки путем местного изменения ее теп-
лового режима. Температура нижней части горелки могла по-
вышаться при помощи подвижного прозрачного для видимого
излучения теплоотражающего экрана и электрического нагре-
вателя. Местное охлаждение создавалось путем обдува нужной
части разрядной трубки струей азота через узенькое сопло.
Концентрация атомов добавок в разряде вдоль оси и по радиу-
су оценивалась по экспериментально измеренным энергетиче-
ским яркостям спектральных линий, слабо поглощаемых в объ-
еме. Кроме того, качественная оценка проводилась по форме
самообращенных линий добавок. Основная часть исследований
была выполнена на разрядных трубках с di=18,5 мм и /эл=
=47 мм с добавками иодидов Na, Т1 и In. Количество ртути и
вводимых добавок изменялось в следующих пределах: Hg от
10 до 32 мг/см межэлектродного расстояния; иодиды Na, Т1 и
In — соответственно 15—45, 3—9 и 0,3—0,9 мг. Часть исследо-
ваний была проведена на разрядах с добавками иодидов Na, Sc
и Th (di = 17 мм, /Эл=57 мм).
Исследовалось в основном расслоение Na, поскольку он вво-
дится в разрядную трубку с избытком и обнаруживает сильное
расслоение; кроме того, разряды с добавками иодида натрия
широко применяются на практике.
Рис. 15.13. Распределение концентраций атомов Na no(z) и температуры плаз-
мы T(z) вдоль оси вертикально горящей разрядной трубки МГЛ с добавками
иодидов Na, Т1 и In при двух положениях «холодной» зоны [15.11]
Относительная концентрация атомов натрия определялась
по энергетической яркости дублета 568,218 нм (42£>й/2,’з/2->
-*32Рз/2, 1/2)- Относительная температура разряда оценивалась
по яркости желтых линий ртути 577/91 нм. При расчетах мы
предполагали существование ЛТР, хотя этот вопрос нельзя счи-
тать окончательно решенным (см. конец параграфа).
На рис. 15.13 показаны рассчитанные указанным образом
распределения температуры плазмы и концентрации атомов
натрия по оси разряда для двух положений конденсата иодида
натрия: внизу трубки и в верхней части столба.
Как видно из рис. 15.13, характер распределения концентра-
ции атомов натрия вдоль оси вертикально горящей разрядной
трубки МГЛ практически не меняется при изменении области
конденсации Nal и во всех случаях концентрация атомов Na
падает снизу вверх. Об этом же свидетельствует форма линий
дублета натрия, представленная на рис. 15.14. Независимо от
положения конденсата максимальная реабсорбция наблюдает-
ся в нижней части трубки.
С увеличением давления паров ртути и концентрации добав-
ки осевое расслоение натрия уменьшается, однако характер рас-
пределения остается прежним (рис. 15.15). Аналогичная карти-
на наблюдается и в лампах с другими наполнениями, в том чис-
ле с иодидами Na, Sc, Th, и иодидами Na, Sm, Се, Cs [15.9].
Эти эксперименты показывают, что излучающие добавки в
исследованных лампах попадают в разряд в основном вместе с
конвекционными потоками ртути снизу, а уменьшение их свече-
ния по мере подъема вверх по оси вызвано убылью концентра-
ции атомов. Эта убыль может происходить только за счет ра-
Рис. 15.14. Форма линий натрия 589,0 и 589,6 нм в вертикально горящей лам-
пе МГЛ на разных расстояниях от нижнего электрода; /XOJI=800oC [15.11]:
а — 7 мм; 6 — 27 мм; в — 42 мм
Рис. 15.15. Изменение концентрации нормальных атомов иатрия «о (Na) вдоль
оси вертикально работающих горелок МГЛ с различным давлением паров
ртути mi и /ход-
/ —m1(Hg) = 16 мг/см, /ХОЛ=650 °C; 2 —16 мг/см, /ХОЛ=750°С; 3 — 32 мг/см; /хол=
=650 °C; 4 — 32 мг/см; /ХОЛ=750 °C [16.2]
диальных потоков от оси к стенкам трубки при наличии градиента
концентрации, радиального электрического поля, воздейст-
вующего на электроны и ионы (биполярная диффузия), и гра-
диента температуры (термодиффузия). Проблема заключается
в качественной и количественной оценке роли каждого из этих
факторов в зависимости от условий разряда.
Механизм осевого и радиального расслоения добавок иссле-
довался в ряде отечественных и зарубежных статей. В работах
Петрозаводского государственного университета (ПГУ)’, выпол-
ненных под руководством А. Д. Хахаева, показано, что сильное
осевое расслоение натрия и рост его расслоения с уменьшени-
ем концентрации можно объяснить только совместным действи-
ем осевой конвекции и дрейфа ионов натрия в радиальном элек-
трическом поле с их последующей рекомбинацией в зоне с бо-
лее низкой температурой [15.13, 15.14]. Значительно более сла-
бое осевое расслоение Т1 объясняется главным образом малой
степенью его ионизации по сравнению с Na в обычных услови-
ях МГЛ. Специальные эксперименты показали, что при введе-
нии небольших количеств ТП поведение Т1 качественно стано-
вилось похожим на поведение Na. Аналогичная картина наблю-
далась и для других добавок — In, Ba, Cs [15.13].
Дополнительным подтверждением вывода о превалирующей
роли дрейфа ионов в расслоении при малых концентрациях до-
бавки являются результаты специального эксперимента в арго-
новом дуговом разряде с примесью ртути. Наблюдаемое силь-
ное осевое расслоение (в 50 раз) линий ртути при низком дав-
лении ртути [/?Hg«0,13 Па (НО-3 мм рт. ст.)], практически
исчезающее при pHg~130 Па (1 мм рт. ст.), нельзя объяснить
встречными радиальными диффузными потоками атомов и мо-
лекул, вызванными реакцией диссоциации, поскольку в смеси
Ar-j-Hg химические реакции практически отсутствуют [15.14].
Модели расслоения. В основу их построения должны быть
положены следующие уравнения и законы: уравнение непрерыв-
ности, закон действующих масс для химических реакций и урав-
нений Саха для процессов ионизации компонентов, уравнения
диффузий под действием градиента концентраций и градиента
электрического поля, условие квазинейтральности плазмы и по-
стоянство давления. Модель в принципе позволяет рассчитать
объемное распределение концентраций при известном распреде-
лении температуры в разряде.
Уравнение непрерывности для каждого i-ro элемента в ста-
ционарном .разряде в цилиндрической трубке будет иметь сле-
дующий вид [15.14]:
V V .
±4-(г51а’г”м+4-( УХм =0’ <15-4)
г dr \ U ) dz \ )
т=1 т=1
где kim — число частиц элемента i, входящего в частицу сор-
та т; qm — поток частиц сорта т; и — число химических эле-
ментов, присутствующих в разряде; v — число компонентов
в плазме.
Первый член в (15.4) характеризует радиальное распреде-
ление элемента i за счет диффузионных потоков, а второй —
его распределение вдоль оси z за счет конвекции. В реальных
лампах осевые скорости конвекции имеют значение порядка не-
скольких десятков см/сек (см. § 4.11), в то время как скорости
радиальной диффузии Na и Т1 по оценкам [15.14] составляют
от 850 до 450 см/с, т. е. на несколько порядков больше. Поэто-
му задачу объемного распределения добавок в [15.14] предла-
гается решать в два этапа: пренебрегая скоростью осевой кон-
векции ввиду ее относительной малости, находить радиальное
распределение концентрации добавок с неизвестным значени-
ем на границе, через которое искомая функция будет зависеть
от осевой координаты, и, подставляя найденную таким образом
радиальную функцию распределения в осевое условие стацио-
нарности
Стр X'
J «о 2j kimumVzmrdr = 0,
О m—1
(15.5)
получать и решать уравнение для неизвестного параметра.
В (15.5) ит — приведенная концентрация, равная отношению
концентрации частиц элемента i в частицах сорта т к полной
концентрации всех частиц плазмы, которая приблизительно
равна концентрации атомов буферного газа «о; vzm — осевая
скорость частиц сорта т, равная скорости конвекции паров рту-
ти (вообще буферного газа).
Радиальное распределение. Оставив в (15.4) только радиаль-
ную составляющую, после интегрирования для закрытого раз-
ряда получим
2 9^=0. (15.6)
т=1
При малой степени ионизации добавки радиальное расслое-
ние будет вызываться лишь встречными диффузионными пото-
ками атомов добавки от оси к стенкам, а молекул добавки от
стенки к оси — за счет разности концентраций, вызываемой ре-
акциями диссоциации в неоднородном радиальном поле темпе-
ратур. В этом случае, учитывая превалирующую роль столкно-
вений атомов и молекул добавок с атомами буферного газа,
можно записать:
= (15-7)
dr
где D(r) = D°mf (г).
Подставляя (15.7) в (15.6), после интегрирования получаем
V
2 — «т) = 0, 1 = 1,..., X, (15.8)
т=1
где ym=<Dm0/D — относительный коэффициент диффузии ком-
поненты т в некоторой точке по радиусу; и0 — граничное зна-
чение относительной концентрации.
Для определения и™. в (15.8) необходимо ввести уравнения,
выражающие закон действующих масс, т. е. степень диссоциа-
ции молекул добавки в зависимости от Т (г, z).
Для двухатомной молекулярной добавки (Л4+хч^Л!Г) в
[15.14] получены следующие выражения:
уФ+«2
(15.9)
(15.10)
u3 = UiU2/<&; (15.11)
где & = ТхФ+Ст^Тг)^ —u2°; Ф=К/п0; с = (и?—угФ;
\ ?2 /
П» D,«
^2— £>3° ’ ^1— £>3° ’
К — константа равновесия для рассматриваемой химической
реакции. Индексы 1 и 2 соответствуют атомам, 3 — молекуле.
В том случае, когда добавка введена в недостатке и полно-
стью испаряется при работе лампы, граничные условия будут
интегральными и не позволят найти точное аналитическое ре-
шение (15.9)’—(15.11). Однако в этом случае удается свести за-
дачу к решению системы алгебраических уравнений и получить
приближенные выражения для расчета радиального распреде-
ления химических элементов, составляющих двухатомную мо-
лекулу.
Анализ полученных соотношений показал, что обеднение
разрядной зоны, т. е. зоны полной диссоциации, атомами до-
бавки определяется отношением коэффициентов диффузии ато-
мов и молекул и для наиболее легких атомов может составлять
значительную величину: для Li до 8 раз, для Na до 4 раз от-
носительно однородного.
Радиальное расслоение за счет диффузии ионов определяет-
ся балансом встречных радиальных потоков ионов от оси к стен-
кам, а атомов — в обратном направлении.
В [15.13] обращено внимание на принципиально важную
особенность диффузии ионов малой легкоионизуемой примеси,
состоящую в том, что £)бип ионов такой примеси может быть во
много раз меньше, чем это следует из хорошо известной форму-
лы для однокомпонентной плазмы: £>бип~D+ (l-]~Te/Ti), которая
для изотермической плазмы (Te~Ti) дает £)бип~2В+.
В [15.13] показано, что для двухкомпонентной смеси буферно-
го газа «о» и малой добавки «д» в общем случае
£)бнп D+ [ 1 + .d(lnUe)/dr-l, (15.12)
L d(lnu+)/drJ
где ие — приведенная концентрация электронов (М>/по); «д+ —
приведенная концентрация ионов добавки.
Из (15.12) следует, что только в том случае, когда концент-
рация электронов определяется ионизацией атомов добавки
(не«ид+), /)бип«2£)д+. Наиболее сильное отклонение £>бип от
2ОД+ имеет место для ионов добавки, концентрация которых
много меньше концентрации электронов (пд+<^ие). В этом слу-
чае радиальное поле создается буферным газом, а ионы добав-
Рис. 15.16. Изменение концентраций атомов Na (а), Т1 (б) и иода I (в) вдоль
оси z в вертикально, горящей трубчатой лампе МГЛ’(по рис. 15.12,в):
X — X — эксперимент; —------расчет с учетом биполярной диффузии; — ------рас-
чет без учета биполярной диффузии; z—расстояние от нижиего электрода [5.15]
ки дрейфуют в «чужом» поле. Оценки для малых добавок Na
и Т1 в ртутном разряде показывают, что при Та; 5000 К
De,im/DR+ по (15.12) составляет для Na 81, для Т1 7,8. Этим объ-
ясняется определяющая роль дрейфа ионов в электрическом по-
ле в расслоении добавки при ее малом количестве (ил+<^ие).
В [15.15]' разработана также модель осевого расслоения в
цилиндрической ртутной лампе ВД с металлогалогенными до-
бавками, учитывающая вертикальную конвекцию и различные
процессы диффузии. В основу модели положены те же исход-
ные уравнения (см. выше). Задача решена для МГЛ с добав-
ками Nal и ТП численными методами на ЭВМ, что, к сожале-
нию, затрудняет общий анализ. Расчеты также показали силь-
ное влияние биполярной диффузии на осевое расслоение Na,
которое во всех случаях оказалось гораздо более значительным,
чем расслоение Т1 и I. На рис. 15.16 приведены результаты рас-
чета и экспериментального определения осевых концентраций
Na, Т1 и I вдоль оси лампы (по рис. 15.12,в), горящей в верти-
кальном положении с /Эл = 80 мм, di=15 мм, m(Hg)=64 мг,
m(NaI)=2 мг и т(ТП)=7 мг при Рл=600 Вт.
Расчеты показали, что в зависимости от величины давления
паров ртути и диаметра трубки может наблюдаться как увели-
чение, так и уменьшение расслоения. При диаметрах больше
12 мм и давлениях паров ртути выше 3- 10s Па с ростом диамет-
ра и давления наблюдается уменьшение расслоения.
Из рис. 15.17 видно, что при расчете радиального распреде-
ления концентраций необходимо учитывать осевую конвекцию,
которая ведет к уменьшению радиального расслоения.
Как видно из рис. 15.16 и 15.17, численные расчеты концент-
раций находятся в хорошем согласии с распределением концент-
раций, найденным из спектроскопических измерений оптически
Рис. 15.17. Радиальное распределение концентра-
ции атомов натрия ина [15.15]:
XXX — эксперимент по оптически тонким линиям;
--------расчет без учета осевой конвекции;
--------то же с учетом осевой конвекции
Рис. 15.18. Мгновенные значения яркости излуче-
ния линий ртути и натрия (589,1/0,6 нм) в зави-
симости от фазы тока и положения [15.13]
тонких линий Na (616 нм), Т1 (535 нм) и I (906 нм) для тех же
условий разряда в предположении ЛТР [15.15].
Мгновенные распределения компонентов при работе на пере-
менном токе. Как показали исследования [15,13], распределе-
ние атомов добавок неоднородно по высоте и почти не моду-
лируется током, в то время как концентрации электронов и воз-
бужденных атомов не только резко зависят от высоты, но и
сильно модулируются током.
Яркости излучения линий ртути симметричны относительно
фазы тока, и характер их не меняется по объему. Иная картина
наблюдается для излучения Na и других малых добавок
(рис. 15.18).
В некоторой точке по высоте разрядного промежутка ампли-
туды излучения Na в разные полупериоды тока симметричны и
совпадают с максимумами тока. По мере удаления от этого се-
чения и приближения к электродам появляются асимметрия в
яркости в разные полупериоды тока и «запаздывание» макси-
мума яркости относительно максимума тока. Эффекты достига-
ют наибольшего значения вблизи электродов, причем в полупе-
риод тока, когда электрод является анодом, пик излучения Na
вообще пропадает. Наиболее отчетливо картина проявляется на
оси разряда.
Эти эффекты асимметрии наблюдаются для всех добавок
при их малых количествах. Величина эффектов по периоду то-
ка и область их распространения увеличиваются с уменьшени-
ем концентрации добавки пд, потенциала ее ионизации Ui^ и ее
молекулярной массы Мл.
Все это свидетельствует о том, что эффекты асимметрии вы-
званы накоплением ионов добавки в каждый полупериод у элек-
трода, являющегося катодом, за счет дрейфа под действием
продольного электрического поля. Затем эти ионы нейтрализу-
ются. Это приводит к обеднению центральных областей разря-
да добавками. Эффект уменьшается с увеличением длины раз-
рядного промежутка и уменьшением объема электродных об-
ластей. Наиболее сильно эффект выражен при малых частотах
питающего напряжения — порядка нескольких герц, когда в
каждый момент времени успевает устанавливаться перераспре-
деление компонентов по объему. С ростом частоты эффекты
уменьшаются и при нескольких сотнях герц практически исчеза-
ют так, что в этом случае роль осевого электрического поля
можно не учитывать.
В работе [15.16] при помощи активной лазерной спектроско-
пии исследовано влияние частоты питания на осевые колеба-
ния потока ионов добавки и получены аналогичные результаты.
О локальном термодинамическом равновесии в плазме
МГЛ. В теоретических оценках и инженерных расчетах подав-
ляющее большинство авторов исходит из предположения о су-
ществовании ЛТР и локального термохимического равновесия
в плазме МГЛ. Большинство используемых экспериментальных
методов основано на этом же предположении. Между тем для
каждого нового состава наполнения, строго говоря, надо тео-
ретически и экспериментально убедиться в справедливости этих
Рис. 15.19. Распределение темпера-
туры по сечению разрядов ВД в ци-
линдрической разрядной трубке
[15.19]:
------ — ТНе (г) — измерено методом го-
Т
лографической интерферометрии; О — ме-
таллогалогенная лампа мощностью 700 Вт,
расчет Г(г) по спектроскопическим изме-
рениям; У—чисто ртутный разряд с
»(7т-8)105 Па; 2 — МГЛ С добавками
иодидов Na, Tl, In, 700 Вт; 3 — то
же, что и 2, при Рл=400 Вт (пунктир —
точность измерений; на кривых 2 и 3 не
показан, чтобы не перегружать рисунок)
предположений при выбран-
ных условиях разряда (см.
§ 4.1). Это особенно относится
к разрядам в МГЛ, так как по
парциальному давлению буфер-
ного газа — пара ртути — эти
лампы относятся к разрядам
ВД, в то время как по парциальным давлениям добавок, явля-
ющихся основными поставщиками возбужденных атомов и за-
ряженных частиц,— скорее, к разрядам НД (см. рис. 15.1 и
§ 1.3). Кроме того, надо учитывать сложные физико-химические
процессы в плазме сложного атомно-молекулярного состава в
МГЛ (см. выше).
Экспериментальные исследования плазмы разрядов в МГЛ
с добавками иодидов Na, Tl, In, предпринятые А. Д. Хахаевым
с сотрудниками и учениками, на специально разработанных экс-
периментальных установках при помощи методов, свободных
от предположения о ЛТР, часть из которых разработана впер-
вые, показали, что физические условия в плазме МГЛ неравно-
весны (см., например, [15.17, 15.18, 4.5]). Так, полученное в
[15.18] методом голографической интерферометрии распределе-
ние 7не(г) и в МГЛ с постоянными дозировками Nal
(20 мг), Ini (1,2 мг), Hg (74 мг) и различными дозировками
ТП (2, 4, 6, 7, 9 мг) при мощностях от 300 до 900 Вт показало,
что THg(r) имеет широкий профиль с плато в области 0<г<
<0,6 см при Т'не(О) =30004-3500 К, которое практически не
зависит от фазы тока и мощности в исследованных пределах.
Найденное этим методом значение 7не(0) на 1000—1500 К ни-
жео ^Hg(0), определяемого по абсолютной яркости желтых ли-
ний ртути 577/579 нм в предположении ЛТР. Однако в более
поздних и, по-видимому, более точных экспериментах [15.19]
расхождение между зависимостями 7не(0), определенными го-
лографическим и оптическим методами, оказалось значительно
меньше: 300—400 К (рис. 15.19).
Упомянутые выше экспериментальные исследования показа-
ли также, что распределение концентрации добавок и ртути по
уровням возбуждения в широкой области (от 0 до 0,7 гтр) ма-
ло зависит от фазы тока и существенно неравновесное: завы-
шенное для нижних возбужденных уровней и заниженное для
высоковозбужденных по сравнению с расчетными, исходя из
модели ЛТР. Обнаружена значительная роль комплексных со-
единений типа Na(MeI4) в удержании атомов TI и In в жидкой
фазе иодида натрия и т. д.
По расчетам В. Вдовина физические условия в сложной
плазме МГЛ могут быть удовлетворительно описаны теорией
неравновесной плазмы в модифицированном диффузионном
приближении (см. [0.5]) при учете ионно-молекулярных реак-
ций. В то же время многие расчеты характеристик плазмы
МГЛ, выполненные в предположении ЛТР с учетом других осо-
бенностей плазмы МГЛ, дают результаты хорошо согласующие-
ся с экспериментом, например [15.15] и др. Ряд экспериментов,
выполненных в конце 70-х и в 80-х годах методами лазерной
диагностики (краткую библиографию см. в [4.15]), также сви-
детельствует о близости плазмы МГЛ к состоянию ЛТР. Все
это говорит о целесообразности дальнейших исследований этого
принципиального вопроса: анализа точности различных методов
и использования новых методов, в том числе лазерной диагно-
стики.
Зная пространственное и временное распределение концент-
раций добавок в зависимости от условий разряда, можно пере-
ходить к решению задач определения электрических, лучистых
и тепловых характеристик столба МГЛ.
Глава шестнадцатая
НЕКОТОРЫЕ ОСОБЕННОСТИ РАБОТЫ И КОНСТРУИРОВАНИЯ
МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫХ ЛАМП
16.1. ВЫБОР ФОРМЫ И РАЗМЕРОВ КОЛБЫ, ДОЗИРОВКА РТУТИ
И ИЗЛУЧАЮЩИХ ДОБАВОК
Для получения высоких световых отдач или КПД излучения
необходимо, чтобы температура наиболее холодного места вну-
три колбы была достаточной для создания требуемого давления
паров добавок. Поскольку световая отдача или КПД излучения
для большинства применяемых добавок растет при повышении
температуры наиболее холодного места разрядно колбы и дав-
ления паров ртути (см. § 15.3), с точки зрения повышения све-
товой отдачи надо стремиться к повышению минимальной тем-
пературы колбы и давления паров ртути. С другой стороны,
для обеспечения требуемого срока службы ламп максимальная
температура на внутренней поверхности колбы не должна пре-
восходить допустимого предела. В этих условиях для получе-
ния максимально возможных световых отдач необходимо обес-
печить как можно более равномерное распределение температу-
ры по поверхности разрядной колбы.
Общий подход к уменьшению тепловых потерь и повышению
световой отдачи путем изменения конструкции вводов и повы-
шения Pict кратко рассмотрен в § 17.5 о маломощных лампах.
Оценочный расчет колб МГЛ можно проводить по схеме рас-
чета ртутных.ламп соответствующего типа, исходя из теплового
режима (см. гл. 14). Принимая, что в осветительных МГЛ для
получения срока службы 10—15 тыс. ч максимальная рабочая
температура внутренней стенки кварцевой колбы не должна
превышать 800—850 °C (см. § 7.6), можно поднять timax по срав-
нению с лампами ДРЛ той же мощности и напряжения горения
на 100—150 °C. Соответственное повышение целесообразно про-
водить за счет уменьшения длины дуги путем повышения дав-
ления паров ртути, что будет способствовать повышению свето-
вой отдачи и уменьшению величины осевого расслоения излуче-
ния. Диаметр трубки имеет смысл оставлять тем же или даже
несколько увеличивать, так как при этом тоже несколько воз-
растает световая отдача.
При расчете надо иметь в виду, что разрядные трубки осве-
тительных МГЛ получаются более короткими (Ipjd«2-?-3), чем
у ламп ДРЛ, и на распределение температуры в области стол-
ба заметно сказывается охлаждающее действие вводов. Поэто-
му расчет следует проводить для всей горелки в целом с уче-
том приэлектродных областей и вводов, пользуясь аналитиче-
ским методом, изложенным в § 7.2, или решая уравнение пол-
ного теплового баланса на ЭВМ (см. § 7.2). Необходимые для
расчетов значения коэффициента тепловых потерь а приведе-
ны в § 16.2. В коротких разрядных трубках за счет охлаждаю-
щего действия вводов температура в средней части трубки ока-
зывается ниже, чем следует из расчета для бесконечно длинно-
го столба. Оценочные расчеты по методу, изложенному в § 7.2,
показывают, что эффективная температура в середине разряд-
ной трубки МГЛ может быть повышена до необходимой вели-
чины путем уменьшения расстояния между электродами у ламп
мощностью 250 Вт до 35—37 мм вместо 50 мм у ламп ДРЛ 250,
а у ламп 400 Вт до 45—46 мм вместо 70 мм у ламп ДРЛ 400
при тех же диаметрах и условиях охлаждения, при этом
разность между минимальной и максимальной температурами
Рис. 16.1. Примеры
форм приэлектродных
участков у разрядных
трубок МГЛ (УЛ-
утепляющее покрытие):
а — коническая форма; б —
форма с утопленным элек-
тродом
внутри разрядной трубки со стандартными вводами достигает
180—220 °C. Расчеты проводились без учета влияния конвекции
и с допущениями, перечисленными в § 7.2 (подробнее см.
в [7.6]).
Неравномерность температурного поля горелок, как уже
указывалось, вызывается охлаждающим действием вводов, раз-
личным тепловыделением в столбе и в приэлектродных обла-
стях, а также конвекцией паров внутри горелки и окружающе-
го ее газа снаружи. Локальный температурный режим приэлек-
тродных областей в очень сильной степени зависит от конструк-
ции и размеров электрода (его температуры) и от его располо-
жения, в частности от расстояния заднего витка спирали от
места впая, а также от формы и размеров приэлектродной части
горелки и ввода. Расчетное определение температурного поля
горелки с учетом всех этих факторов может быть выполнено
только приближенно. Особенно сложен учет влияния конвекции
и расчет приэлектродных областей. Поэтому окончательный
выбор формы и размеров приэлектродных частей разрядной
трубки, вводов и электродов и их расположения должен под-
бираться экспериментально с учетом результатов расчетных
оценок.
В целях повышения световой отдачи без увеличения timax и,
следовательно, без сокращения срока службы основное внима-
ние должно быть обращено на повышение температуры концов
горелки, особенно наиболее холодного нижнего конца при вер-
тикальном положении горения. С этой целью концам горелки
придают форму с меньшей поверхностью охлаждения, например
форму конуса или формы, показанные на рис. 16.1,а, б, и при-
меняют различные способы утепления. Утепление достигается
тем, что поверхность разрядной трубки в приэлектродных ча-
стях покрывают тонким слоем термостойких оксидов, уменьша-
ющих излучательную способность поверхности. В некоторых
конструкциях используют утепляющие металлические колпачки,
надеваемые на концы горелок [15.3], или укрепляют экраны в
виде цилиндров из кварцевого стекла [16.1]. Расчет может
быть сделан согласно принципам, изложенным в гл. 7.
В условиях производства применяют термостойкие утепляю-
щие покрытия из смеси хрома с ТЮ2, из MgO или ZrC>2- Утеп-
ляющие покрытия из MgO или ZrO2 толщиной 0,15—0,20мг/мм2,
дают прирост температуры около 100 °C (более подробно см.,
например, в [16.2]). Такой прирост оказывается достаточным
для того, чтобы в лампах мощностью 250—400 Вт с добавками
иодидов Na, Tl, In или Na, Sc (и Th) поднять световые отдачи
на 5—10% и довести их до 75—80 лм/Вт. Для получения таких
световых отдач с добавками РЗМ требуются более высокие
минимальные температуры.
На рис. 16.2 приведено в качестве примера распределение
температуры по поверхности разрядных трубок МГЛ мощно-
стью 250 Вт с двумя различными формами приэлектродных об-
ластей в различных условиях эксплуатации. Измерения прово-
дились при помощи алюмель-хромелевой термопары 0,2X0,2 мм
(см. § 7.4).
Из рис. 16.2 отчетливо видно весьма сильное влияние фор-
мы приэлектродных частей колбы и конвекции на температур-
ное поле. В связи с этим еще раз подчеркнем, что для обеспе-
чения воспроизводимости световых и цветовых характеристик
приэлектродные области разрядных трубок должны иметь стро-
го одинаковую конфигурацию и размеры и должно обеспечи-
ваться фиксированное положение электрода по отношению к ме-
сту впая в кварц.
Пути дальнейшего выравнивания температурного поля. Ука-
занные выше меры позволяют частично выравнять температур-
ное поле горелки, что оказывается достаточным для производ-
ства эффективных МГЛ. Дальнейшее выравнивание температур-
ного поля горелок требует специальных приемов, компенсиру-
ющих влияние конвекции и локального нагрева колбы электро-
дами.
Устранить полностью влияние конвекции можно только при
полном устранении силы тяжести, например в условиях свобод-
ного падения или на космической станции в условиях невесо-
мости. В земных условиях неравномерность температурного
распределения, вызванного конвекцией окружающего горелку
газа, можно устранить, поместив горелку в вакуумированную
колбу. Неравномерность, вызванную конвекцией паров внутри
горелки и неравномерность нагрева, можно компенсировать,
придав горелке специальную форму для каждого положе-
ния горения, использовав утепляющие покрытия и изменяя
положение электрода по отношению к месту впая.
Так, при вертикальном положении горения температуру
вверху можно снизить, увеличив расстояние электрода от ме-
ста впая или расширив разрядную трубку, как показано на
рис. 16.3,а. Повысить температуру в нижней части разрядной
трубки можно, сузив ее книзу, как показано на рис. 16.3,а, и
применив утепление.
Для работы в горизонтальном положении в [16.3] предло-
жена оригинальная по форме горелка в виде дуги (рис. 16.3,6).
Таким путем удается практически полностью выравнять темпе-
Рис. 16.2. Распределение температуры по поверх-
ности разрядных трубок МГЛ с двумя различны-
ми формами приэлектродных участков и вводов
в различных условиях эксплуатации при мощно-
сти 250 Вт:
а — вертикальное положение; ввод цилиндрического се-
чения: 1 — без внешней колбы; 2 — в колбе от ламп
ДРЛ 250 с атмосферным воздухом; 3 — в такой же кол-
бе вакуумированной; б — разрядная трубка с другой
формой приэлектродных участков и штампованными
вводами в колбе от ламп типа ДРЛ 250 с атмосферным
воздухом (внешние колбы не показаны) в двух положе-
ниях горения
—720
—710
— 680
Рис. 16.3. Способы выравнивания температурного поля горелок МГЛ:
а — вертикальное положение горения; б — горизонтальное положение, горелка в форме
дуги; в — то же, горелка обычной формы, компенсация действия внутренней конвекции
при помощи магнитного поля тока
ратуру сверху и снизу, хотя разница между температурой в
середине и у электродов остается. По данным авторов [16.3]
и каталогов фирмы «Сильвения» (США) придание горелкам та-
ких более изотермических форм позволило поднять светотдачи
без сокращения срока службы у ламп с добавками иодидов Na,
Sc, Th мощностью 1000 Вт вертикального положения со 100 до
125 лм/Вт, а у ламп 400 Вт горизонтального положения — с 80
до 100 лм/Вт.
Одним из давно известных путей является смещение гори-
зонтально горящей дуги обратно к оси трубки при помощи
внешнего магнитного поля, действующего на дугу как на шнур
с током. Магнитное поле нужного направления при работе на
переменном токе удобно создавать, используя ток, протекаю-
щий через лампу (рис. 16.3,в). Таким способом разность темпе-
ратур между верхом и низом горелки может быть сведена
практически к нулю. Необходимое расстояние жестко фиксиро-
ванных проводников, располагаемых параллельно оси лампы
сверху и снизу от нее, легко рассчитать, приравняв подъемную
силу дуги, вызванную конвекцией, смещающей силе магнитного
поля тока на дугу.
Некоторые экспериментальные данные о влиянии конвекции
на температурное поле разрядных трубок ртутных ламп ВД
приведены в гл. 14 (см. рис. 14.22).
Количества и соотношения вводимых добавок приходится
подбирать экспериментальным путем, при этом руководствуют-
ся найденными общими закономерностями и расчетными оцен-
ками. В случае осветительных ламп подбор ведется с таким
расчетом, чтобы получить максимально возможную световую
отдачу при цветовых координатах, олизких к белому цвету.
Наиболее широкое распространение для этой цели получили
добавки иодидов Na, Tl и In (тройная смесь) и Na, Sc (и Th),
реже применяют добавки галогенидов РЗМ.
Важно подчеркнуть, что многие галогениды с низкой упру-
гостью паров, такие, например, как NaJ, галогениды Sc и РЗМ,
обычно вводятся в избытке так, что при работе лампы всегда
имеется жидкая фаза этих галогенидов. Излучение подобных
ламп в сильной степени зависит от температуры наиболее хо-
лодного места внутри горелки, поскольку упругость паров, на-
сыщающих пространство, резко зависит от температуры. Ока-
залось, однако, что вклад иодида натрия (который вводится в
избытке) в излучение определяется не только минимальной
температурой внутри горелки, но в сильной степени зависит
также и от количества введенного иодида. Эксперименты пока-
зали, что содержание натрия в разряде возрастает с увеличе-
нием количества вводимого иодида и превышает во много раз
то количество, которое должно было бы быть, исходя из упру-
гости паров NaJ, насыщающих пространство. Вопрос о причи-
нах столь высокой концентрации до конца не ясен. Возможно,
это связано с тем, что конвекционные потоки горячих паров
ртути захватывают и уносят с собой в разряд значительно
большие количества иодида натрия, чем это следовало бы при
равновесии испарения и конденсации (см. § 15.2).
Анализ методики исследования ламп с отростком показал,
что она неприемлема для определения оптимальных давлений и
дозировок иодидов в смесях, поскольку в этом случае в зави-
симости от температуры отростка получается принудительное
соотношение парциальных давлений добавок. В случае смеси
добавок подбор дозировок целесообразно проводить, пользуясь
методом планирования экстремального эксперимента. Порядок
эксперимента может быть различным. Так, можно, как это де-
лала 3. Н. Кобина [16.11], при постоянном тепловом режиме
О 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5
т(Т1 Дмг/см3 а)
Рис. 16.4. Световая отдача ламп т]гл и поток излучения линий добавок в за-
висимости от их дозировки:
а — добавка TII (излучение линии 535 нм); б— добавка Inl3 (излучение линии 451 нм)
О 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5
m(ln тг);мг/см3 ft)
горелки и постоянном давлении паров ртути (около 8- 10s Па)
сначала подбирать дозировку иодида натрия, затем при посто-
янных Arp, png и mi(NaJ) измерять световую, отдачу в зависимо-
сти от дозировки иодида таллия (рис. 16.4,а). Как видно, све-
товая отдача лампы 250 Вт растет и достигает насыщения в
75 лм/Вт при удельной дозировке около 0,25 мг/см3. Координа-
ты цветности ртутного разряда с добавками NaJ-J-TlJ далеки
от кривой белого цвета: х«0,30; у«0,50. Для исправления цве-
топередачи вводят иодид индия, дающий дополнительное синее
излучение с X—451 и 411 нм. Однако введение иодида индия,
даже в самых малых количествах, приводит к спаду световой
отдачи лампы (рис. 16.4,6). Кроме того, происходит сжатие ду-
ги, повышается градиент потенциала и ухудшается стабиль-
ность. Поэтому его следует вводить в минимальных количе-
ствах.
Возможны и другие варианты проведения эксперимента
(см. например, [16.4]).
Связь между количеством вещества А, находящимся в па-
рообразном состоянии, и его парциальным давлением р (Л) оп-
ределяется формулами, приведенными в § 7.9. Если в первом
приближении принять, что в МГЛ имеет место такое же отно-
сительное распределение температуры по сечению, как и в ртут-
ных лампах ВД, то для трубчатой лампы получим [15.3]
тг (Л) =m1(Hg)MA/MtigmO,7p(A)dl2MA/MKg, (16.1)
где mi (А) и mi(Hg)—соответственно удельные дозировки (на
единицу длины трубки) вещества Л и ртути, мг/см; МА и Mng—
соответственно молекулярные массы вещества Л и ртути; р(Л),
10s Па; di, см.
Разделив тДЛ) на объем трубки единичной длины (гаЛ2/4),
получим выражения для удельных объемных дозировок:
/Й1(Л) =4т1(Л)Ш2«0,9р(Л)/Ил/МНе. (16.2)
Для иодида таллия (T1J) и иодида индия (InJ3) расчетные
формулы имеют вид тДТМ)«l,15p(TlJ)di2; mi(lnj3)«
«l,7p(InJ3)di2 или m(TlJ)«1,5р(ТМ); m(InJ3) «2,2p(InJ3).
Рабочее давление паров ртути и ее дозировка. Зависимость
градиента потенциала от png, di и I при введении в лампу тех
или иных галогенных добавок рассмотрена в гл. 15. Как пока-
зывают эксперименты, для ламп с добавками иодидов Na, Т1,
In и Na, Sc, Th, если их давления не превышают нескольких
килопаскалей, градиент потенциала можно рассчитывать по той
же формуле, что и для чисто ртутного разряда:
Д^13р^5б/Г0,25/“0,2 (см. § 14.1).
Расчеты показывают, что давление паров ртути в освети-
тельных МГЛ примерно вдвое больше, чем в лампах типа ДРЛ
соответствующей мощности и напряжения. Поскольку МГЛ ра-
ботают в условиях полностью испарившейся ртути, количество
ртути, вводимой в горелку, рассчитывается так же, как и для
чисто ртутных ламп ВД (см. гл. 7). Некоторое отличие коэф-
фициента у из-за различия температурного профиля лежит в
пределах точности формул (7.81), (7.82). Окончательная дози-
ровка должна корректироваться в процессе разработки по ме-
тоду поправок (см. § 7.9) с учетом влияния заэлектродных зон
и добавок.
Влияние конструктивно-технологических параметров на ха-
рактеристики МГЛ с натрий-скандиевыми добавками. Исследо-
вания, проведенные В. Киффом и 3. Краско [16.12] на 100-ват-
тной лампе, привели к следующим результатам.
1. Размеры и положение электродов играют определяющую
роль в установлении температуры заэлектродной зоны, необхо-
димой для получения высокой световой отдачи т]у при относи-
тельно низкой цветовой температуре ТЧБ. Авторы установили,
что т]у и Тцв являются функцией произведения длины внутрен-
ней части электрода /Эл на длину от заднего витка спирали до
места заштамповки в кварц 13. Для 100-ваттной МГЛ с ростом
произведения В=1ЭЛ13 от 1 до 2 мм2 практически линейно
падает приблизительно со 100 до 90 лм/Вт, а ТцБ растет с 3000
до 4000 К-
2. С увеличением удельной электрической нагрузки на кол-
бу w от 10 до 25 Вт/см2 (за счет увеличения мощности) т]у/воз-
растает с 55 лм/Вт, достигает максимума около 100 лм/Вт в
области 15—18 Вт/см2 и далее падает примерно до 85 лм/Вт;
Тцв сначала быстро падает приблизительно с 4600 до 3200 К
при w=17-=-18 Вт/см2 и далее почти не изменяется, a Ra воз-
растает с 52 до 80.
3. При увеличении соотношения иодидов Na/Sc с 20 до 50
изменяется незначительно (пологий максимум), в то время
как Тцв и Ra падают: ТцБ сначала более быстро — от 3500 до
2600 К, a Ra монотонно — от 69 до 53.
Можно полагать, что аналогичные зависимости должны на-
блюдаться и у МГЛ другой мощности. Более подробно (спектр,
баланс и др.) см. [16.12], а также гл. 15—17.
Вопросы выбора формы и размеров колб и вводов и другие
особенности конструирования и технологии маломощных МГЛ
рассмотрены в § 17.5.
16.2. БАЛАНС ЭНЕРГИИ МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫХ ЛАМП
Баланс энергии МГЛ зависит от конструкции лампы, соста-
ва наполнения и режима работы, поэтому в каждом конкрет-
ном случае должен рассматриваться специально. Поскольку
расчетное определение ряда составляющих баланса подчас за-
Таблица 16.1
Составляющие баланса и характеристики ламп Ртуть Иодиды Na, Tl, In+Hg Иодиды Na, Sc + + Hg Иодид Dy+Hg Галоге- ниды Sn+Hg
Мощность лампы, Вт 400 400 400 400 400
Мощность в столбе дуги, Вт 370 364 362 364 360
Общее излучение разряда, Вт 192 210 220 256 212
Потери на электродах, Вт 30 36 38 36 40
Безызлучательные потери, Вт 178 154 142 108 148
УФ-излучение, Вт 73 15 46 24 12
Видимое излучение, Вт 59 97 136 128 92
ИК-излучеиие, Вт 60 98 38 104 108
Мощность к внешней колбе, Вт 281 205 226 168 200
Потери внешней колбы за счет кон- векции и теплопроводности, Вт 74 61 121 52 59
То же за счёт теплового излуче- ния, Вт 207 144 104 116 141
Сила тока, А 3,15 3,4 — 3,20 3,86
Напряжение на лампе, В 140 125 — 146 120
Расстояние между электродами, см 7,2 4 — 4 4
труднительно и не обеспечивает достаточной точности, прихо-
дится прибегать к экспериментальным методам. Эксперимен-
тальные и расчетные методы определения основных составля-
ющих баланса рассмотрены в гл. 6 и 7.
Баланс энергии трубчатых МГЛ в рабочем режиме с че-
тырьмя различными составами излучающих добавок (иодиды
Na, Tl, In; иодиды Na, Sc; Dyl3; Snl2, SnBr2) и чисто ртутной
лампы ВД детально исследован в [4.13]. Горелки были поме-
щены во внешние стеклянные колбы диаметром 4,6 см и дли-
ной 22 см. Для измерения УФ-излучения разряда они заключа-
лись в колбу из кварцевого стекла. Измерения баланса прово-
дились при работе на переменном токе частотой 50 Гц при мощ-
ности ламп 400 Вт. Потери на электродах рассчитывались по
экспериментально измеренному распределению температуры по
электродам. Общее излучение разряда измерялось открытым
термостолбиком и отделялось от излучения нагретых колб и
электродов методом выключения разряда (см. § 7.4).
В табл. 16.1 приведены результаты исследования баланса
по [4.13].
Зависимости общего излучения разряда Ф2 и Рл при изме-
нении Рл от 250 до 500 Вт могут быть представлены прямыми
линиями (см. замечания в § 4.10). Экстраполяция прямых до
пересечения с осью абсцисс позволяет определить наклоны ли-
ний и мощность «отсечки» (Р0Тс=Рл при Ф2 = 0). Ошибка в оп-
ределении наклона составляла около 0,05, а «отсечки» — около
6 Вт. В табл. 16.2 (лампа в целом) приведены полученные ре-
зультаты.
Таблица 16.2
Состав наполнения Лампа в целом Зона столба разряда
хэф-л р отс’ Вт / (. ) Тэф.ст ^1Т’ Вт °ст
Ртуть Hg 0,60 80 0,925 0,65 10,2 0,354 6,7/Р1ст
Йодиды Na, Tl, In + Ng Йодиды Na, Sc +’ Hg 0,65 80 0,91 0,71 18,2 0,29-Ь 13/РХст
Иодид Dy + Hg 0,90 115 0,91 0,99 26,2 о.он+гб/^ст
Галогениды Sn + Hg 0,60 45 0,90 0,67 10,1 0,33+6,8/Р1ст
Обращает внимание очень малое поглощение излучения
разряда в объеме и колбе у лампы с добавкой Dy (тЭф.л~0,9).
Слабое поглощение излучения Dy объясняется обилием спект-
ральных линий. Аналогичные результаты мы наблюдали и
в разрядах с добавками РЗМ, если их парциальные давления
еще не настолько велики, что начинает сказываться их сильное
поглощение (см. ниже).
Коэффициент Тэф,л в чисто ртутном разряде оказался равен
0,6, т. е. меньше, чем был измерен Эленбаасом [4.1]. Близкий
результат был получен и нами. Возможно это объясняется тем,
что Эленбаас измерял тЭф для центральной части столба раз-
ряда в достаточно длинной трубке, в то время как приведен-
ные данные относятся ко всей лампе в целом, а лампы были
довольно короткими, так что роль концевых участков была
значительна.
Из приведенных в табл. 16.1 данных для всей лампы в целом найдем
значения аст и т,ф.сг для столба. Такой пересчет был сделан нами при допу-
щении, что при изменении Рл в исследованных пределах Us к/ил и k„ оста-
ются постоянными. Выражая Рл через РСт Р.ч — Per / чаем / Р с -- 1 - 1 1 Фст-^эф.л Рст \ U.J или , Л ч - ( / Фет \ Тэф- л 1 1 2 \ Рст / ( 1 у 1Р1СТ \ J а.к\ \ " ) (16.3) 4.к \ \ б'л 1 1 — L (16.4)
Следовательно,
^эф.ст 4>ф.л
Отсюда найдем значения тепловых потерь для столба в целом:
^эф.л Ротс
IP 1СТ
(16.5)
В табл. 16.2 (зона столба разряда) приведены пересчитанные
таким образом значения величин для столба разных типов
ламп.
Анализ структуры баланса показывает, что введение пере-
численных излучающих добавок поднимает выход общего излу-
чения разряда в зависимости от состава наполнения от 52 до
64% подводимой мощности по сравнению с 48% у чисто ртут-
ного разряда и соответственно снижает безызлучательные по-
тери от 38 до 27% по сравнению с 44,5% у чисто ртутного раз-
ряда. Существенный выигрыш в световой отдаче получается за
счет перераспределения излучения по спектру; так, например,
в разряде с добавками Na, Sc, Th выход видимого излучения
составляет 34% подводимой мощности по сравнению с 14,7%
у чисто ртутного разряда.
Баланс энергии компактных МГЛ с РЗМ добавками [15.8].
На рис. 16.5 представлены в качестве примера зависимость сум-
марного излучения разряда лампы типа ДРИШ 2500 (см.
§ 17.2) от подводимой мощности Рл, а также найденные из экс-
периментов значения ал в зависимости от Рл. Как и обычно, при
изменении Рл в сравнительно небольших пределах Ф2 может
быть представлено в виде линейной функции от Рл (см. гл. 4).
Из графика находим
Ф2«0,80(Рл—140); (16.6)
ал=1—Ф2/Рл»0,20+113/Рл. (16.7)
Дополнительные измерения и расчеты показывают, что по-
тери в вводах (ножках) ав составляют около 15% Рл и сравни-
тельно мало меняются с Рл. Поэтому для тепловых потерь кол-
бы можем записать
ак=ал—аБ л; 0,05-|-113/РЛ.
(16.8)
Обращает на себя внимание высокий КПД излучения разряда
и малое поглощение излучения в объеме. Эффективный коэф-
фициент прозрачности разряда и колбы по отношению к Рл, как
Рис. 16.5. Зависимость суммарного излучения разряда в лампах типа
ДРИШ 2500 (см. § 17.2) и значения ак и ов от мощности
видно из (16.6), Тэф.л~0,8. Соответствующий коэффициент, от-
несенный к мощности, выделяющейся в колбе, равен:
Тэф.к «Тэф.л/(1 ^в) «0,94.
(16.9)
Аналогичные результаты получаются и для ламп типа
ДРИШ других мощностей.
В связи с этими данными еще раз обратим внимание на не-
удобство пользованием так называемой удельной электрической
нагрузкой te»i или w2, поскольку она очень приближенно харак-
теризует тепловой режим колбы (см. § 7.5). Так, например, у
лампы ДРИШ 2500 при Рл=2500 Вт u>i«103 Вт/см2, т. е. при-
мерно в 5 раз больше, чем у чисто ртутной лампы ДРШ 500,
имеющей колбу примерно такого же диаметра (d2«3,3 см,
с<У1«21,8 Вт/см2). Между тем за счет того что ак у ДРИШ 2500
почти в 2,5 раза меньше, чем у ДРШ 500, колба ламп ДРИШ не
перегревается — нагревается до приемлемых температур в 950—
970 °C (у ДРШ 500 Л<.эф«780°С).
16.3. ОСОБЕННОСТИ РАБОТЫ ЭЛЕКТРОДОВ
В МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫХ ЛАМПАХ
Наличие галогенов в наполнении ламп исключает возмож-
ность использования катодов, активированных оксидами и дру-
гими соединениями щелочноземельных металлов (Ba, Са, Sr),
отлично работающих в ртутных лампах ВД (см. гл. 9). Гало-
гены, взаимодействуя с оксидами бария и кальция, образуют га-
логениды этих металлов, которые испаряются и затем конденси-
руются на стенках колбы, унося с катода активирующие метал-
лы. Оставшийся кислород, взаимодействуя с раскаленным воль-
фрамом, образует летучие оксиды вольфрама, которые перено-
сят вольфрам на стенки. В результате после нескольких десят-
ков часов работы катоды теряют свои эмиттирующие свойства
и перегреваются, повышается напряжение зажигания, стенки
колбы покрываются черным налетом и лампы выходят из
строя.
Поэтому в МГЛ приходится применять катоды, активиро-
ванные другими эмиттерами. Оказалось, что очень хорошо ве-
дут себя вольфрамовые катоды, активированные торием или
диоксидом тория, которые одно время широко применялись в
ртутных лампах ВД (см. гл. 9). Однако у ламп с такими элект-
родами более высокое напряжение зажигания и более высокие
рабочие температуры электродов, чем у ламп с катодами, акти-
вированными соединениями Ba, Са, Sr (см. § 9.8).
Поведение металлов различного типа в галогенной атмосфе-
ре было проанализировано Д. Уэймаусом [0.10]. Он рассмот-
рел скорость удаления атомов различных металлов, нагревае-
мых в атмосфере иода, в зависимости от давления паров иода
и от температуры металла. При этом допускалось, что атомы
металла, удаленные с поверхности, на нее уже не возвращают-
ся. По-видимому, другие галогены ведут себя аналогично. Бы-
ли рассмотрены следующие режимы.
Металл, иодид которого имеет более низкую упругость па-
ра, чем сам металл, например Na. Кривая полной скорости уда-
ления атомов металла с поверхности в зависимости от темпера-
туры и давления паров иодида имеет вид, представленный на
рис. 16.6,с. При относительно низких температурах поверхность
металла полностью покрыта пленкой иодида, которая испаря-
ется медленнее, чем сам металл. При повышении температуры
увеличивается скорость испарения, и, если количество иода ока-
зывается недостаточным, пленка иода уже не успевает покры-
вать всю поверхность металла; поэтому наряду с испарением
иодида начинает играть заметную роль более быстрое испаре-
ние самого металла. Скорость удаления переходит постепенно
с кривой испарения иодида на кривую испарения самого метал-
ла. При повышении давления паров иода кривые скорости уда-
ления смещаются в сторону более высоких температур.
Металл, иодид которого имеет более высокую упругость па-
ра, чем сам металл, и иодид не стойкий. Картина скорости уда-
ления металла схематически изображена на рис. 16.6,6. При
низких температурах скорость испарения металла равна скоро-
сти испарения иодида. При более высоких температурах не-
Рис. 16.6. Полная скорость удаления атомов металла с поверхности металла
в атмосфере иода в зависимости от температуры:
а — металл, иодид которого имеет более низкую упругость пара, чем сам металл; б —
металл, иодид которого имеет более высокую упругость пара, чем сам металл, и иодид
не стойкий; 1 — скорость испарения металла; 2— скорость испарения его иодида; 3 —
повышение давления иода
стойкий иодид начинает распадаться так, что по мере повыше-
ния температуры скорость удаления металла определяется все
больше скоростью испарения самого металла.
Упругость паров иодида больше упругости паров металла,
но при стойком иодиде. Характер картины заметно меняется.
На рис. 16.7,с показана скорость удаления тория в зависимости
от температуры при нескольких значениях давления паров
иода.
Измерения проводились на экспериментальной лампе, схема-
тически показанной на рис. 16.7,6. На вольфрамовую нить, смон-
тированную на ножке, был нанесен порошкообразный торий,
после чего она была нагрета в атмосфере иода до температуры
выше плавления тория. Эта нить впаивалась в трубку, которая
после вакуумной обработки наполнялась аргоном до давления
в 2,7-104 Па (200 мм рт. ст.) и иодом. Давление иода опреде-
лялось температурой стенок, а температура тория — нагревом
нити. Количество удаляемого тория оценивалось по относитель-
ной интенсивности спектральных линий тория в дуге (7), кото-
рая горела в аргоне. Испарившиеся торий и иодиды тория осе-
дали на сравнительно холодных стенках трубки (подробно см.
в [0.10]).
При низких температурах полная скорость удаления атомов
металла определяется, как и в случае, когда упругость паров
иодида больше упругости паров металла и нестойкий иодид,
Скорость Выделения тория. атом/(см2-с)
Рис. 16.7. Скорость удаления тория
в зависимости от температуры при
разных давлениях иода (а), измерен-
ная при помощи экспериментальной
лампы (б) [0.10]:
1 — дуга; 2 — вольфрамовые электроды;
3 — вольфрамовая проволока, покрытая
торием; 4 — окна из кварцевого стекла;
--------экстраполировано из значений
скорости испарения торня
скоростью испарения иодида, но теперь при повышении темпе-
ратуры эта скорость зависит от скорости поступления атомов
иода из окружающей среды на поверхность металла. При за-
данной скорости поступления, иода (p/=const) с повышением
температуры все большая часть поверхности металла не будет
успевать покрываться пленкой иодида и полная скорость уда-
ления все больше будет определяться скоростью испарения са-
мого металла. Обратим внимание, что в этом случае скорость
удаления металла имеет явно выраженный минимум при повы-
шенной температуре. Более подробно см. в [0.10].
Работа электродов различного типа в металлогалогенных
лампах. При использовании приведенных выше данных о пове-
дении различных металлов в иодной атмосфере, а также резуль-
татов экспериментов и наблюдений за работой МГЛ были по-
лучены следующие результаты [0.10]. В случае рис. 16.6,с и б
будет происходить перенос металла электрода на стенки, по-
скольку и в том, и в другом случае полная скорость удаления
металла с электрода при Тэл выше скорости его удаления со
стенки при Ттр. Положение коренным образом меняется в слу-
чае, соответствующем рис. 16.7,а. При подходящих соотношени-
ях температур Тэл, Ттр и pi скорость удаления атомов металла,
в данном случае Th, со стенок и холодных частей электрода бу-
дет выше, чем с его накаленной части. Поэтому торий транспор-
тируется на самую нагретую часть электрода, с которой ско-
рость его испарения наименьшая. Поскольку температура по
электроду изменяется от самой высокой на конце Тэл практиче-
ски до Ттр в месте запайки, то можно было бы ожидать эрозию
более холодных частей электрода за счет переноса металла на
более горячий участок, что, конечно, приводило бы к выходу
ламп из строя. Действительно, с подобным явлением мы столк-
нулись в процессе разработки МГЛ для цветного телевидения
(см. ниже). В осветительных МГЛ, к счастью, этого не происхо-
дит, так как при более низких температурах образуются Hgl и
Hgl2, которые более стойки, чем иодиды вольфрама. Поэтому
иодид вольфрама не образуется, а при более высоких темпе-
ратурах он нестоек.
На основе своих исследований Д. Уэймаус рекомендует ис-
пользовать в МГЛ в качестве активатора торий, так как при
правильном подборе температур и наполнении можно создать
такие условия, при которых торий в результате галогенного цик-
ла будет оседать на кончике электрода, обеспечивая максималь-
ную термоэмиссию и препятствуя испарению вольфрама. Такой
электрод в принципе мог бы быть «вечным».
В лампах с иодидами Na, Tl и In за рубежом широко при-
меняют вольфрамовые электроды, активированные оксидом то-
рия (ThO2). Конструктивно они подобны электродам ртутных
ламп ВД. Как указывалось в гл. 9, в процессе работы под дей-
ствием высокой температуры оксид тория постепенно диссоци-
ирует, выделяющийся свободный торий образует мономолеку-
лярную пленку на поверхности катода, которая обеспечивает
повышенную термоэмиссию и примерно на 50—70 В более низ-
кое напряжение зажигания по сравнению с катодом из ториро-
ванного вольфрама. Торий из пленки постепенно испаряется.
Наличие свободного кислорода из состава ThO2 в объеме при-
водит к медленному окислению тория в паровой фазе и конден-
сации оксида тория на стенках трубки, откуда он уже не мо-
жет быть возвращен в цикл. Поэтому срок службы таких ка-
тодов определяется запасом ThO2 на катоде и скоростью его
расхода. Эксперименты и оценки показывают, что в хорошо
сконструированных и изготовленных электродах запаса ThO2
достаточно для их работы в течение нескольких десятков тысяч
часов, так что выход ламп из строя определяется не истощени-
ем эмиттера.
Необходимо, однако, подчеркнуть, что использование подоб-
ных катодов в лампах с добавками металлов, образующих стой-
кие оксиды например с иодидами скандия, приводит к образо-
ванию стойкого оксида скандия, в результате чего за сравни-
тельно короткий срок из галогенного цикла может уйти весь
скандий.
Одной из причин, вызывающей постепенное разрушение
электродов МГЛ, являются реакция галогенов со стенками
кварцевой горелки. Вследствие образования четырехиодистого
кремния некоторое количество кремния присутствует в дуге. По-
скольку кремний относится к металлам, у которых упругость
паров иодида больше упругости паров самого металла и иодид
стойкий, он осаждается на электроде, причем, как показывает
опыт, при температурах около 1750—1800 °C, т. е. выше точки
плавления кремния. Вольфрам легко растворяется в пленке
расплавленного кремния преимущественно со стороны высокой
температуры, а кристаллизуется у низкотемпературного края.
Этот процесс может приводить к коренным изменениям геомет-
рии электродов и нарушению работы ламп [0.10]. К счастью,
этот процесс протекает довольно медленно, так что современ-
ные лампы обычно выходят из строя по другим причинам.
Применение оксидов РЗМ в качестве эмиссионных покрытий
катодов МГЛ. Небольшая естественная радиоактивность тория
делает его применение в чистом виде или в виде соединений не-
желательном. Поэтому довольно давно ведутся поиски других,
не радиоактивных эмиссионных покрытий. Эмиссионные покры-
тия для катодов МГЛ кроме свойств, общих для всех катодов
ламп ВД, а именно высокой эмиссионной способности, малой
скорости испарения, термостойкости и стойкости к ионной и
электронной бомбардировке при рабочих температурах электро-
дов 2000—2500 К, должны обладать еще стойкостью к воздей-
ствию газовой среды, содержащей галогены и их соединения,
вплоть до рабочих температур 2000—2500 К- Под стойкостью
в данном случае следует понимать не только сохранение эмис-
сионных свойств, но также отсутствие нежелательных химиче-
ских реакций между эмиссионным покрытием и газовой средой.
С этой точки зрения представляют интерес оксиды РЗМ ит-
триевой группы, а также оксиды иттрия и скандия, которые по
своим свойствам близки к ThO2. Работа выхода у них лежит в
пределах 2,2—2,8 эВ при рабочих температурах от 1500 до
1900 К, т. е. несколько выше, чем у ThO2, у которой <р= 1,6-5-
1,8 эВ при 7'Раб= 1800-5-1900 К- Теоретический анализ термоди-
намических и термохимических свойств этих оксидов [16.5,
16.6] показал, что парциальные давления их компонентов при
2000 К хотя и несколько больше, чем у ThO2, но не превышают
10-7—10~6 Па, т. е. на несколько порядков ниже давления оста-
точных газов в горелках ламп.
С точки зрения термоэмиссии, как показали исследования,
наиболее перспективными являются оксид иттрия и смесь окси-
дов иттрия и скандия. Характерно, что для данного класса со-
единений наблюдается уменьшение работы выхода при повы-
шении температуры до 1350—1450 К, после чего с ростом тем-
пературы <рт, эВ, растет по обычному линейному закону, кото-
Рис. 16.8. Изменение тока термоэмиссии в зависимости от продолжительности
воздействия паров Nal при разных температурах катода из вольфрамовой
проволоки, покрытой слоем У2О3 (а) и ThO2 (б):
/ — 1000 °C; ? —1100; 3— 1200; 4— 1300 ; 5 — 1400; 5—1500; 7 — 1600 °C [16.6]
рый может быть выражен формулой
<рт« 1,74-0,7-10-3 Т. (16.10)
Влияние галогенидов на эмиссионные свойства оксидов Th
и РЗМ иттриевой группы изучалось на специальных лампах ти-
па диодов [16.6].
В результате исследований было установлено, что присут-
ствие паров иодидов во многих случаях приводит к значитель-
ному снижению тока термоэмиссии и повышению работы вы-
хода, которые вновь восстанавливаются после прогрева до
1600—1800 К в течение 3—5 мин (рис. 16.8).
При воздействии иода максимальное увеличение работы вы-
хода достигает 1,6 эВ; в остальном качественная картина про-
цессов повторяется.
Отсутствие временной задержки начала спада тока термо-
эмиссии при воздействии паров иодидов, а также быстрое вос-
становление свойств при высокотемпературном прогреве свиде-
тельствуют об адсорбционном характере процесса.
Химические реакции между материалами электродов и гало-
генными добавками. В разряде МГЛ создаются весьма благо-
приятные условия для многочисленных химических реакций
между компонентами, входящими в состав наполнения, с одной
стороны, и материалами колб, электродов и эмиссионных по-
крытий — с другой. Многие из этих реакций носят транспорт-
ный характер, т. е. осуществляют перенос веществ.
Возникающие в осветительных МГЛ транспортные реакции
частично были рассмотрены в начале этого параграфа. Однако
применение новых наполнений, усложнение состава, изменение
соотношения компонентов и температурных условий требует в
каждом случае внимательного анализа ситуации при помощи
как расчетных оценок, так и экспериментов. В силу этого раз-
работка каждого нового типа МГЛ до сих пор в значительной
мере проводится эмпирически.
В дополнение к изложенному очень кратко остановимся на
некоторых транспортных реакциях, протекающих в компакт-
ных МГЛ для цветного телевидения (см. § 17.2) и играющих
положительную роль. В этих лампах электроды делаются из
неактивированного вольфрама и работают в режиме, когда на
торцевой поверхности электрода, обращенной к разряду, обра-
зуется пленка расплавленного вольфрама. Такой режим обеспе-
чивает устойчивое положение разряда на электродах без катод-
ного пятна. еОднако очень высокие температуры приводят к
сильному распылению вольфрама, который, оседая на стенках
колбы, вызывает их почернение. В чисто ртутном разряде СВД
с электродами, работающими в таком режиме, через несколько
часов колба практически становится черной и температура ее
повышается настолько, что кварцевое стекло размягчается и
колба раздувается, а кварцевое стекло быстро рекристаллизу-
ется. Введение избытка иода, и особенно брома, в состав на-
полнения резко уменьшает потемнение колбы за счет протека-
ния регенеративного цикла, переносящего вольфрам обратно на
электроды. Важно отметить, что при допустимых температурах
кварца иодный регенеративный цикл недостаточен для очист-
ки колбы в течение длительного времени. Активность бромного
регенеративного цикла резко возрастает при повышении темпе-
ратуры колбы так, что в этих условиях даже небольших избы-
точных количеств брома оказывается достаточно для очистки
колбы от налета вольфрама. В то же время избыток свободно-
го брома вызывает эрозию более «холодных» зон электродов и
перенос вольфрама на наиболее горячие участки электродов, в
результате чего на них могут образовываться целые наросты
(см. о работе электродов в начале параграфа). Кроме того,
бром изменяет спектр ламп так, что его избыток вреден. Поэто-
му для поддержания нормальных условий работы требуется
тщательный подбор состава наполнения и теплового режима
электродов и колбы [16.7].
Высокоэффективные компактные МГЛ работают при весьма
высоких рабочих температурах кварцевого стекла в течение со-
тен часов именно благодаря использованию вольфрамового ре-
генеративного цикла.
Надо полагать, что положительное действие вольфрамовоп
регенеративного цикла может быть использовано и в других ти
пах ламп ВД и СВД.
16.4. ЗАЖИГАНИЕ И ПЕРЕЗАЖИГАНИЕ РАЗРЯДА
В МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫХ ЛАМПАХ
Введение металлогалогенных добавок вызывает существен
ное повышение напряжения зажимания разряда. При этом над<
помнить, что в МГЛ применяют электроды, активированные то
рием или оксидами тория или РЗМ, у которых напряжение за
жигания вообще выше, чем у электродов, активированных со
единениями щелочноземельных металлов.
Причины повышения напряжения зажигания в среде метал
логалогенных добавок., К ним относятся захват электронов i
образование отрицательных ионов в объеме, ухудшение эмисси-
онной способности катодов за счет попадания иодидов на элект
роды, высокое начальное давление в лампе, попадание загряз
нений и другие причины.
Наличие в объеме лампы паров иода и его соединений при-
водит в процессе зажигания к захвату электронов и образо-
ванию отрицательных ионов. Последние ввиду большой массь
по сравнению с электронами не могут быть ускорены в элект-
рическом поле до энергий, достаточных для ионизации, и, таким
образом, оказываются бесполезными с точки зрения развита*
электронной лавины. Это эквивалентно уменьшению коэффици-
ента ионизации Таунсенда а (см. § 5.1), а, как видно из при-
веденных в § 5.1 формул, напряжение зажигания является весь
ма чувствительной функцией а.
К числу веществ, захватывающих свободные электроны с
образованием отрицательных ионов, относятся прежде всего иод
и некоторые металлогалоген-
ные соединения, например иод-
ная ртуть Hgl2. Установлено,
что наличие Hgl2, даже в нич-
тожных количествах (при 25 °C
давление насыщающих паров
Рис. 16.9. Напряжение зажигания
Ua.эф МГЛ и ртутных ламп ВД
с электродами, активированными
ThO2 в зависимости от температуры
окружающей среды:
1 — МГЛ с иодидами Na, Tl, In; 2 — МГЛ
с иодидами Na, Sc; 3 — Hg; 4 — с элек-
тродами, активированными соединениями
Ba, Sr, Са (для сравнения)
Hgl2 составляет около 2,6-10-3 Па), вызывает заметное повыше-
ние напряжения зажигания по сравнению с чисто ртутными лам-
пами с тарированными катодами. На рис. 16.9 показана зависи-
мость напряжения зажигания от окружающей температуры для
чисто ртутных ламп с тарированными катодами и МГЛ. При низ-
ких температурах напряжения зажигания практически совпада-
ют. Это объясняется тем, что с понижением температуры снижа-
ется давление паров ртути, Hgl2 и 12 так, что и в чисто ртутной
лампе, и в лампе с металлогалогенными добавками зажигание
происходит только в зажигающем газе. При комнатной темпе-
ратуре в лампе с добавками начинает сказываться вредное
действие паров иода и Hgl2, в то время как в чисто ртутной
лампе напряжение зажигания снижается за счет эффекта Пен-
нинга (см. § 5.1).
Таким образом, оказывается, что в отличие от чисто ртут-
ных ламп с тарированным катодом напряжение зажигания
МГЛ слабее зависит от окружающей температуры.
Напомним, что U3 является статистической величиной с до-
вольно большим разбросом. Поэтому приведенные кривые сле-
дует представлять как средние линии зон с определенными до-
верительными интервалами.
В целях связывания свободного иода и стабилизации рабо-
чих характеристик ламп было предложено вводить дополни-
тельно металлический таллий или другие металлы, способные
достаточно легко соединяться с иодом при температуре выше
580 °C. В литературе кроме Т1 упоминаются In, Zr, Pb, Ga, Sn,
Cd, Zn, Ca, Sc, Ge (библиографию см. [15.3, 17.15]).
Однако Д. Уэймаус [0.10] считает практически невозможным
создание ламп, которые в течение всего срока службы совер-
шенно не содержали бы в холодном состоянии Hgl2. А по-
скольку для повышения напряжения зажигания достаточно фан-
тастически малого количества Hgl2, то, по его мнению, наилуч-
шпм решением проблемы является использование ПР А с на-
пряжением холостого хода, обеспечивающим зажигание и пере-
|3ажигание лампы с полным содержанием Hgl2 в паровой фазе,
|тем более что для этого требуются не столь уж высокие на-
пряжения.
Проблема, связанная с наличием в лампе Hgl2 и ее влияни-
ем на напряжение зажигания, является общей для всех МГЛ.
Конденсация галогенов и их соединений па эмиттирующей
части катодов вызывает заметное повышение напряжения за-
жигания за счет снижения эмиссии. Правда, при повышении
температуры катода галогениды испаряются и эмиссионная спо-
собность восстанавливается (см. рис. 16.8 и § 16.3). Таким об-
разом, при разработке ламп надо стремиться к тому, чтобы
иодиды не конденсировались на поверхности катода, либо уда-
лять их перед зажиганием.
К числу других вредных примесей, вызывающих повышение
напряжения зажигания, относится, безусловно, водород. Вооб-
ще проблема водорода является достаточно общей для зажи-
гания всех разрядных ламп ВД. Водород восстанавливает иоди-
ды, образуя иодистый водород HI. Точка кипения последнего
минус 35 °C, так что он находится в паровой фазе даже при са-
мых низких температурах. Действуя так же, как и Hgl2, он
повышает напряжение зажигания в отличие от Hgl2 и при низ-
ких температурах. Поэтому для получения качественных и дол-
говечных МГЛ необходимо обеспечить отсутствие водорода в
лампе в процессе ее изготовления и эксплуатации.
Кроме водорода и галогенных соединений напряжение за-
жигания может повышаться от наличия соединений, имеющих
высокую упругость пара при комнатной температуре. Известно,
что некоторые сорта кварца содержат в виде примеси замет-
ные количества алюминия, который образует иодид алюминия,
имеющий высокую упругость пара.
Напряжение зажигания и пути его снижения. Изучение ламп
двухэлектродной конструкции мощностью 250 Вт с ThO2 в ка-
честве активатора и тройной смесью показало, что при работе
в схеме с дросселем и синусоидальной форме питающего на-
пряжения эффективное напряжение зажигания t7s=4004-700 В.
С увеличением расстояния между электродами и уменьшением
диаметра трубки при прочных равных условиях оно растет
(библиогр. см. в [15.3]). I
Напряжение зажигания может быть снижено за счет вве-
дения зажигающих электродов или применения электродов с
подогревом.
Введение зажигающего электрода (ЗЭ), как показывают из-
мерения, снижает U3 до 180—300 В в зависимости от качества
активировки электродов, расстояния между основным и ЗЭ и
других факторов (см. [15.3]). В [16.8] показано, что напряже-
ние возникновения вспомогательного тлеющего разряда между
основным и ЗЭ в сильной степени зависит от их взаимного рас-
стояния и качества активировки катодов (рис. 16.10).
Напряжения зажигания МГЛ с натрий-скандиевым наполне-
нием заметно выше, чем у ламп с тройной смесью.
Ниже приведены минимальные значения эффективного на-
пряжения холостого хода синусоидальной формы, необходимого
для надежного зажигания (95%-ная вероятность) различных
МГЛ с зажигающим электродом по данным каталогов [16.9].
t0....................... —30 °C +10 °C
МГЛ400 (Na, Tl, In)...... 280 В 225 В
МГЛ400 (Na, Sc, Th)...... 380 В —
Подогревный электрод состоял из основной и подкальной
частей, включенных так, как показано на рис. .16.11 [16.10].
Рис. 16.10. Напряжение возникнове-
ния вспомогательного тлеющего раз-
ряда в зависимости от расстояния
между основным и зажигающим элек-
тродами при двух значениях коэффи-
циента вторичной эмиссии. Наполне-
ние Hg+иодиды Na, Tl, In:
1 — плохо активированный электрод; 2 —
лучше активированный электрод (коэффи-
циент вторичной эмиссии выше) [16.8]
Рис. 16.11. Схематиче-
ский вид части МГЛ с
одним подогревным элек-
тродом:
I — основной электрод; 2 —
вольфрамовая спираль; 3—
биметаллическая размы-
кающая пластинка
После зажигания разряда подкальная часть отключалась при
помощи термореле. Исследования показали, что при темпера-
туре подкальной части выше 2200—2400 К напряжение зажига-
ния резко снижается так, что практически все лампы надежно
зажигаются при напряжении 220 В, а у некоторых ламп U3
снижалось даже до 90—100 В (см. [16.10, 15.3]). Однако не-
смотря на совершенно надежное зажигание ламп с электродом
предварительного накала от сети 200—220 В, эта конструкция
не нашла практически применения из-за большей сложности в
производстве и меньшей надежности в эксплуатации, чем кон-
струкция с зажигающим электродом.
На практике широко применяется импульсное зажигание
МГЛ (см. § 17.6) (схемы включения МГЛ).
Перезажигание МГЛ. Интересные исследования, приведен-
ные в [0.10], показали, что напряжение перезажигания МГЛ
с добавками иодидов Na, Sc, Th в процессе разгорания лампы
имеет явный максимум при температуре горелки около 200 °C
Рис. 16.12. Напряжение перезажига-
ния горелки МГЛ с добавками иоди-
дов Na, Sc и Th в зависимости от
температуры масляной бани:
О — повышение температуры; X — пони-
жение температуры [0.10]
Рис. 16.13. Максимальное напряже-
ние перезажигания МГЛ с добавками
иодидов Na, Sc, Th, работающих
в цепи, форма тока в которой имеет
вид, показанный вверху рисунка.
В качестве параметра принят ток че-
рез 1/4 мс от точки перехода тока че-
рез нуль, выраженный в % от тока
синусоидальной формы того же мак-
симального значения и в той же фа-
зе [0.101
(рис. 16.12). Горелка погружалась в масляную баню с регули-
руемой температурой. Авторы связывают причину такого по-
ведения с наличием Hgl2 и объясняют его следующим обра-
зом. По мере разогрева горелки после зажигания в первую оче-
редь испаряются наиболее летучие компоненты, т. е. Hg и Hgl2.
При 200 °C давление паров Hg равно 2,1 кПа (16 мм рт. ст.),
а паров Hgl2 — около 1 кПа (8 мм рт. ст.). Это означает, что
при этой и более низкой температурах имеем разряд НД, ато-
мы которого имеют низкую температуру, так что Hgl2 может
захватывать свободные электроны. При температурах свыше
200 °C уже вся содержащаяся в лампе Hgl2 переходит в паро-
образное состояние так, что плотность ее паров не повышается,
а плотность паров ртути продолжает расти и разряд все более
приближается по свойствам к разряду ВД, у которого растет
температура газа. Выше некоторой температуры газа отрица-
тельный ион иода I- теряет устойчивость и распадается так,
что прекращается захват электронов.
На рис. 16.13 представлены значения максимального напря-
жения перезажигания для ламп, работающих в цепи, форма
тока в которой показана вверху рисунка. Пауза тока и значе-
ние тока во время паузы могли меняться. Видно, что напряже-
ние перезажигания растет с ростом паузы тока, но особенно
значительно — с уменьшением тока в течение паузы. При рабо-
те МГЛ в схемах с ПРА для обычных ртутных ламп лампа
мож«чг гаснуть в процессе разгорания, если напряжение пере-
зажигания окажется выше мгновенного напряжения на лампе,
даваемого сетью с ПРА. Затем, после остывания, она снова за-
горается, и процесс повторяется. Такой режим не только не-
приемлем для эксплуатации, но и пагубно сказывается на ра-
боте лампы.
Эффект влияния Hgl2 на перезажигание, очевидно, сказыва-
ется тем больше, чем больше в лампе Hgl2. Лампы, не содер-
жащие Hgl2, имеют более низкое напряжение перезажигания.
Надо заметить, что в рабочем режиме у нормально работаю-
щих МГЛ в схемах без пауз тока пика перезажигания не на-
блюдается.¥
Некоторые МГЛ из за неоднородного качества электродов
и при недостаточном напряжении холостого хода могут перехо-
дить в режим однополу пер иодной дуги, который приводит к
резкому росту тока и пагубно сказывается на работе лампы.
Если такой режим затягивается, то это может привести к вы-
ходу лампы из строя. Эти обстоятельства необходимо иметь в
виду при выборе схем включения и разработке ПРА для МГЛ.
Особенно это относится к МГЛ с натрий-скандиевым наполне-
нием (см. §17.6).
16.5. СПОСОБЫ, ОГРАНИЧИВАЮЩИЕ ПОТЕРИ НАТРИЯ ЧЕРЕЗ
КВАРЦЕВОЕ СТЕКЛО И РАЗРУШЕНИЕ ВПАЕВ У ЗАЖИГАЮЩЕГО
ЭЛЕКТРОДА
Способы, ограничивающие потери натрия через кварцевое
стекло. Одним из процессов, нарушающих нормальную работу
МГЛ на первой стадии их разработки, был процесс постепен-
ного повышения напряжения зажигания и горения, выводив-
ший лампы из строя. Анализ вопроса показал, что это явление
связано с образованием свободного иода из за убыли атомов
натрия из горелки. По данным испытаний фирмы «Сильвения»
скорость убыли натрия составляла 1—2 мкг/ч, что было доста-
точно для выхода ламп, выпускавшихся фирмой в середине
60-х годов (наполнение иодидами Th, Na, Tl), из строя через
500—1000 ч [0.10].
При помощи специально поставленных опытов достоверно
было показано, что причиной убыли натрия является арматура,
по которой подводится ток и которая фиксирует горелку во
внешней колбе. Интенсивное излучение разряда вызывает фо-
тоэмиссию электронов из подводок и держателей. В течение
полупериода, когда боковые токопроводящие стержни находят-
ся под отрицательным потенциалом, фотоэлектроны под дейст-
вием электрического поля оседают на внешней поверхности
кварцевой трубки, а поскольку кварц является изолятором, они
остаются на нем, накапливаясь до тех пор, пока внешний по-
тенциал горелок не станет почти равным наибольшему отрица-
тельному потенциалу боковых стержней.
Наличие отрицательного поля на внешней поверхности го-
релки вызывает токи ионов Na+ через нагретое кварцевое стек-
ло. Ион Na+, достигнув внешней поверхности, может захватить
электрон, образовав при этом атом натрия, который почти
мгновенно испарится. Вследствие этого процесса равновесие
между Nal и SiO2 на внутренней поверхности горелки непре-
рывно нарушается, вызывая диссоциацию Nal и растворение
все новых ионов натрия в кварцевом стекле, которые уходят
наружу. В результате в горелке постепенно накапливается сво-
бодный иод. Подробное описание этих экспериментов дано в
[0.10].
Аналогичный эффект должен наблюдаться и для иодидов
других металлов. Однако скорость такой диффузии, как пока-
зывают оценочные расчеты и эксперименты, значительно мень-
ше. Так, например, потери таллия в лампах, содержащих ТП,
составляют около 0,2—0,4 мкг/ч (библиографию см. в [0.10,
15.3]).
Для уменьшения этого эффекта возможны следующие пути:
наполнение внешней колбы газом в целях уменьшения подвиж-
ности фотоэлектронов; удаление держателей от разрядной
трубки; уменьшение их поверхности (подводок), способной к
фотоэмиссии; экранировка держателей от излучения разряда;
покрытие держателей слоем, уменьшающим фотоэмнссию; под-
бор состава кварцевого стекла, в котором скорость диффузии
ионов натрия минимальна, и т. п.
Задача решается по-разному. В некоторых конструкциях
ламп с вакуумной рубашкой стремятся отдалить подводку от
поверхности горелки. В других на подводки надевают керами-
ческие трубочки.
На рис. 16.14 приведены данные, полученные У. Амлонгом
о влиянии наполнения внешней колбы различными газами на
величину фототока (библиографию см. в [15.3]). Фототок в
вакууме принят за единицу. Наилучший эффект дает добавка к
наполнению электрооотрицательных газов, таких, например,
как 12, СС12 и т. п.
Обычно применяемое наполнение внешних колб азотом
уменьшает фототок в 10—15 раз, что явно недостаточно. По-
этому наряду с наполнением следует удалять подводки от по-
зерхности горелки, уменьшать их поверхность (диаметр) или
надевать на них защитные трубочки.
Фирма «Сильвения» выпускает МГЛ с иодидами Na, Sc, Th
в «безрамной» арматуре, без боковых стержней. Токопроводом
)т противоположного цоколю электрода служит отрезок тон-
рг,кйсс
Рис. 16.14. Величина фототока в за-
висимости от давления и рода газа,
наполняющего внешнюю колбу (по
отношению к фототоку в вакууме)
кой вольфрамовой или молиб-
деновой проволоки, располо-
женный во внешней колбе на-
сколько возможно дальше от
горелки. Введение безрамной»
конструкции позволило увели-
чить срок службы более чем
до 10 тыс. ч.
Принятие этих мер значи-
тельно замедляет процесс
потери натрия и образования
свободного иода, однако пол-
ностью не устраняет его. Более радикальным решением этого
вопроса было бы исключение из состава наполнения иодида на-
трия и замена его, например, иодидом диспрозия. Но в этом
случае возникают другие проблемы: для получения достаточно
высокой световой отдачи надо существенно поднимать рабочую
температуру разрядной трубки и вводить галогениды, скажем,
цезия для расширения и стабилизации разряда стенками (см.
§ 15.4).
Способы, ограничивающие разрушение впаев в кварц у за-
жигающего электрода. В некоторых конструкциях МГЛ для
облегчения зажигания применяют зажигающий (реже два)
электрод, который включается так же, как и в ртутных лампах.
Конденсация иодидов щелочных металлов в заэлектродной об-
ласти приводит к тому, что под действием постоянной разно-
сти потенциалов между основным и ЗЭ происходит усиленное
выделение ионов щелочных металлов. Эти ионы внедряются в
кварцевое стекло и перемещаются к отрицательно заряженной
фольге, образуя там новый состав стекла с более высоким тем-
пературным коэффициентом линейного расширения. Это при-
водит к разрушению впая по истечении нескольких сотен часов.
Наиболее радикальным решением вопроса является отказ
от применения ЗЭ. Однако в тех случаях, когда они все же
применяются, делают один ЗЭ, который располагают в верти-
кально горящих лампах вверху, где из-за более высокой тем-
пературы меньше вероятность конденсации иодидов во время
работы лампы. Более надежный способ — это устранение раз-
ности потенциалов между основным и ЗЭ. Для этого включа-
ют биметаллическое реле, которое после зажигания разряда
отключает ЗЭ или замыкает его с основным. С этой же целью
можно применять полупроводниковый диод, исключающий по-
явление отрицательного потенциала на фольге ЗЭ.
Глава семнадцатая
ОСНОВНЫЕ ТИПЫ МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫХ ЛАМП
И ПУТИ ИХ УСОВЕРШЕНСТВОВАНИЯ
В конструктивном отношении МГЛ подобны соответствую-
щим типам ртутных ламп высокого и сверхвысокого давлений.
По форме колбы и дуги их можно разделить подобно ртутным
лампам на два основных типа: трубчатые или линейные и
компактные.
С точки зрения применения целесообразно выделить сле-
дующие основные группы: МГЛ для общего освещения, МГЛ
с улучшенным качеством цветопередачи для общего и специ-
ального освещений и МГЛ специальных применений.
В ряде случаев удобно классифицировать МГЛ по составу
излучающих добавок и спектру излучения.
В нашей стране металлогалогенные лампы имеют маркиров-
ку ДРИ — дуговая, ртутная, с излучающими добавками. Далее
следуют буквы, обозначающие конструктивные особенности,
например 3 — зеркальная, Ш — шаровая и т. п., цифры обо-
значают мощность в ваттах, затем через дефис следует номер
разработки.
17.1. МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫЕ ЛАМПЫ ДЛЯ ОБЩЕГО ОСВЕЩЕНИЯ
^В МГЛ для общего освещения в качестве излучающих доба-
вок' наиболее широкое применение получили две композиции
(кроме ртути и Аг): иодиды Na, Tl и In( (так называемая трой-
ная смесь) и иодиды Na, Sc (и ТЬ).гЛампы с этими наполне-
ниями имеют высокую световую отдачу, достаточно большой
срок службы и обеспечивают приемлемое качество цветопере-
дачи (/?a=55-U55)./На рис. 17.1 приведены спектры излучения
ламп с этими добавками.
В конструктивном отношении лампы подобны лампам типа
ДРЛ. Дорелки имеют форму трубок, но более коротких, чем у
ламп ДРЛ соответствующей мощности и напряжения^ Приме-
няют горелки двухэлектррдной конструкции или с одним за-
жигающим электродом. \В качестве внешних колб обычно ис-
пользуют стандартные внешние колбы ламп ДРЛ без,люмино-
форного покрытия или колбы цилиндрической формьк] В лам-
Рис. 17.1. Спектры излучения осветительных МГЛ с различными добавками:
а — иодиды Na, Tl, In; б — иодиды Na, Sc, Th
пах с добавками иодидов Na, Sc и Th, дающих заметное излу-
чение в УФ-области спектра, иногда применяют внешние кол-
бы ДРЛ, покрытые люминофором, что позволяет снизить Тцв
до 3200—3400 К и получить более теплый цвет при незначи-
тельной потере в световой отдаче. Общий вид ламп приведен
на рис. 17.2.
Основные параметры ламп этого типа, выпускаемых про-
мышленностью, приведены в табл. 17.1.
По своим световым характеристикам, продолжительности
горения и качеству цветопередачи лампы с тройной смесью и
натрий-скандиевым наполнением находятся примерно на одном
уровне.
1 Положение горения оказывает существенное влияние на
характеристики ламп. Это объясняется тем, что при изменении
положения горения изменяется температура холодной зоны, а
вместе с ней резко изменяется давление паров иодида натрия,
вводимого в избытке. Изменение параметров зависит от конст-
рукции горелки, наполнения внешней колбы, типа ПРА и дру-
гих факторов?уГ1оэтому приводимые ниже цифры носят ориен-
5
Рис. 17.2. Общий вид осветительных МГЛ:
а — лампа 400 Вт в эллипсоидальной прозрачной внешней колбе; б — лампа 2000 Вт
в цилиндрической прозрачной колбе; в — электрическая схема включения; 1 — пружи-
нящие распорки; 2 — разрядная трубка; 3 — основные электроды; 4— зажигающий элек-
трод; 5 — утепляющее покрытие; 6 — ограничительное термостойкое сопротивление ЗЭ;
7 — термобиметаллическое реле, отключающее ЗЭ после включения лампы.
Пр и м е ч а н и е. Термобиметаллическое реле на рис. а и б не показано, чтобы
не перегружать чертеж. Плоскость лампочки на рис. а и б развернута по отношению
к плоскости заштамповкн фольги в горелках с тем, чтобы нагляднее показать монтаж.
Фактически плоскость лопаточки перпендикулярна плоскости заштамповкн
тировочный характер.^ При переходе из вертикального положе-
ния в горизонтальное‘световой поток обычно уменьшается:
у ламп с тройной смесью на 15—18%, а у ламп с натрий-скан-
диевым наполнением на 5—11 % • Цветовая температура при
этом несколько возрастает. При изменении положения горения
все параметры стабилизируются спустя несколько часов рабо-
ты. В горизонтальном положении увеличивается скорость спада_
светового потока и уменьшается продолжительность горения..
Недостатком ламп с тройной смесью является значительный
разброс по цветности между отдельными лампами и в зависи-
мости от положения горения. Цветность весьма чувствительна
также к изменению мощности. Лампы с натрий-скандиевым на-
Таблица 17.1
Тип лампы Мощность лампы, Вт Напряже- ние на лампе, В Ток, А Световой поток, клм Средняя про- должитель- ность горе- ния, тыс. ч Диаметр внешней колбы, мм Полная длина лампы, мм Высота свето- вого центра, мм Тип цоколя
ДРИ125 С добавк 125 ами иодид НО ов натрия и 1,3 скандия, Тца= 8,3 =4200±400К 3 Ru—60^- 46 65; х]у= 0 170 ,40/0,43±0,04 11015 Е27/27
ДРИ175 175 1,84 12,0 4 210 13015 Е40/45
ДРИ250-5 ДРИ250-6 250 130 2,15 19 19 10 3 91 60 227 142±5 Е40/45
ДРИ400-5 ДРИ400-6 400 3,3 35 32 10 3 122 62 290 185±5
ДРИ700-5 ДРИ700-6 700 6,0 60 56 9 3 152 80 370 350 240 ±5 22о±5 Е40/45 Е40,65Х50БМ
ДРИ1000-5 ДРИ1000-6 1000 230 4,7 90 90 9 3 178 80 390 350 245 1 5 220 1 5 Е40/45 Е40/65Х50БМ
9,2 16,0
ДРИ2000-6 ДРИ3500-6 2000 3500 200 350 2 1,5 100 100 430 430 255±5 255 1 5 Е40/65Х50БМ
ДМЗ-ЗООО ДРИ250 ДРИ400 3000 С 250 400 105 добавкали 125 130 1.5/21 иодидов на'1 2,15 3,4 240 грия, таллия, 18,7 34,0 1,5 индия, Тцв= ? 190 5000+500 91 91 470 К и Ra= 227 227 554-60 Специальный Е40/45
ДРИ700 700 120 6,5 59,5 5 122 300 — Е40/55X47
Примечание. Лампы предназначены для работы в сетях напряжением 220/380 В и частотой 50 Гц. В лампах с добавками иоди-
дов натрия и скандия цифры после дефиса обозначают модификацию: 5'—для работы в любом положении с эллипсоидной внеш-
ней колбой; максимально допустимая температура на колбе 480 °C, на цоколе 230 °C; 6 — для работы в горизонтальном положении
(±60°) с цилиндрической внешней колбой; максимально допустимая температура 550 °C.
Лампа ДМЗ-ЗООО— трехфазная с тремя основными электродами, работает со специальным ПРА (см. гл. 5), уменьшенная
пульсация светового потока.
Кроме указанных в таблице ламп промышленность выпускает серию натрий-скандиевых МГД-светильников типа ДРИЗ мощностью
125, 175, 250, 400 и 700 Вт в зеркализованных изнутри внешних колбах с различным светораспределением. Лампы предназначены для осве-
щения производственных помещений, а также для использования в комплектных ОУ со щелевыми световодами (см. 10.II], [17.17]).
полнением имеют в этом отношении определенное преимуще-
ство, поскольку излучение меняется по всему спектру.
Чтобы избежать влияния положения горения на характери-
стики ламп, передовые зарубежные фирмы выпускают лампы
для работы в определенном заданном положении.
Глубина пульсаций светового потока у ламп с этими напол-
нениями приблизительно одинакова и при работе с индуктив-
ным балластом составляет 36—46 % [П-7], т. е. существенно
ниже, чем у ламп ДРЛ и ДНаТ (см. гл. 18).
Напряжение сети оказывает более сильное влияние на ха-
рактеристики МГЛ, чем на ДРЛ. При медленных изменениях
напряжения в пределах ± 15 % и работе со стандартным дрос-
селем световой поток меняется в отношении АФ/Ф«?2,5А/7С//7С,
мощность АРл/Рл^=2,2АПс/Пс. С ростом Uc ТцВ падает. При
работе со специальным ПРА, стабилизирующим мощность из-
менения характеристик, АФ/Ф^АРл/Рл и составляют ±2 или
3 % при изменении напряжения сети на ±13 %.
Время разгорания лежит в пределах 2—5 мин. Время пов-
торного зажигания определяется скоростью остывания и в за-
висимости от мощности лампы, ее конструкции и схемы вклю-
чения меняется от 3 до 20 мин. Обзор осветительных МГЛ за-
рубежных фирм см. в [11.5] и [17.1]. Характеристики ламп
см. в [17.2].
17.2. МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫЕ. ЛАМПЫ С УЛУЧШЕННЫМ КАЧЕСТВОМ
ЦВЕТОПЕРЕДАЧИ ДЛЯ СПЕЦИАЛЬНОГО И ОБЩЕГО ОСВЕЩЕНИЙ
В современных МГЛ этого типа большей частью использу-
ется излучение добавок галогенидов РЗМ. Лампы сочетают све-
товую отдачу от 65 до 100 лм/Вт с очень хорошим качеством
цветопередачи: 7?fi=80-^-90 и более.
Для цветного телевидения разработаны и выпускаются оте-
чественной промышленностью две сери ламп: линейные (или
трубчатые) и шаровые (компактные со средней длиной дуги).
Линейные МГЛ для цветного телевидения типа ДРИ [17.3].
Лампы представляют собой горелку трубчатой формы из квар-
цевого стекла, заключенную во внешнюю колбу цилиндриче-
ской формы из тугоплавкого стекла, наполненную азотом осо-
бой чистоты. У ламп, предназначенных для работы в схемах,
обеспечивающих мгновенное перезажигание горячей лампы пу-
тем подачи высоковольтного импульса (с напряжением в за-
висимости от мощности лампы от 30 до 60 кВ), для исключе-
ния пробоя в цоколе или между подводками во внешней кол-
бе один электрод выведен на резьбовой цоколь, а противопо-
ложный ему — через внешнюю колбу (рис. 17.3,а). Горелки
ламп с ТцВ=6000 К кроме ртути и зажигающего газа (аргона)
содержат иодиды диспрозия, гольмия, тулия, таллия, натрия и
Рис. 17.3. Общий вид линейных МГЛ типа ДРИ для цветного телевидения (а)
и спектр их излучения (б):
1—внешняя колба из термостойкого стекла; 2 — разрядная трубка из кварцевого стекла;
3 — траверзы из изоляционного материала; 4 — электрод; 5 —экран
цезия, а горелки ламп с 7цв=3400 К — иодиды галлия, таллия,
натрия и лития. Координаты цветности излучения ламп с 7’цв=
=6000 К x/t/^0,32/0,34, а ламп с Тцв=3400 К — 0,4/0,4 [17.3].
Влияние различных факторов на характеристики ламп та-
кое же, как у других ламп типа ДРИ. Время разгорания 5—
10 мин.
Средняя продолжительность горения в непрерывном режиме
соответствует 1000 ч.
Рис. 17.4. Общий вид шаровых (компактных) МГЛ типа ДРИШ различной
мощности для цветного телевидения и кинематографа:
а — 200 Вт; б — 575 Вт; в — 1200 Вт; г — 2500 Вт; д — 4000 Вт; е — 7000 Вт
Лампы включаются в сеть переменного тока через специ-
альный дроссель. Для зажигания и мгновенного перезажигания
горячей лампы служит специальный блок мгновенного переза-
жигания (БМП) (схему и параметры см. в [5.8]).
Основная область применения — освещение спортивных со-
оружений для цветных телепередач и цветных киносъемок. Од-
нако ввиду исключительно хорошего качества цветопередачи
и высокой световой отдачи лампы с успехом могут применять-
ся также для освещения демонстрационных залов, выставок и
во всех других случаях, где требуется высокое качество цвето-
передачи.
Шаровые (компактные) МГЛ для цветного телевидения и
кинематографа типа ДРИШ [17.4, 17.5]. Лампы представля-
ют собой толстостенную колбу эллипсоидальной, сферической
или близкой к цилиндрической формы из кварцевого стекла,
в которую с противоположных сторон впаяны вольфрамовые
электроды. Выводы снабжены колпачковыми цоколями: у ламп
575 и 1200 Вт с клеммами на резьбе, у остальных ламп без
клемм. Общий вид ламп показан на рис. 17.4. Форма колбы и
ее размеры у каждого типа ламп подобраны с таким расчетом,
чтобы получить требуемый тепловой режим и достаточно рав-
номерное распределение температуры по поверхности. Для вы-
равнивания температуры по колбе увеличена толщина стенок.
С этой же целью в лампах мощностью 200 и 575 Вт на концы
колбы и часть ножек нанесен слой утепляющего покрытия. Для
уменьшения температуры выводов кварцевые ножки сделаны
достаточно длинными; чем больше мощность, тем длиннее
ножки. У ламп 7 кВт в целях уменьшения длины ножек приме-
нена их усиленная теплоотдача.
Лампы наполнены кроме ртути и зажигающего газа — ар-
гона иодидами и бромидами диспрозия, гольмия (а лампы мощ-
ностью 2500 и 4000 Вт — также тулия и цезия). Бромиды обес-
печивают очистку колбы от распыляющего вольфрама и, таким
образом, повышают срок службы. Цезий расширяет дугу и та-
ким путем стабилизирует разряд и уменьшает неравномерность
нагрева колбы от конвекции (см. гл. 16).
В лампах применены чисто вольфрамовые стержневые элек-
троды без эмиттера. Их размеры и форма подобраны с таким
расчетом, чтобы при работе лампы на конце электрода обра-
зовывалась пленка расплавленного вольфрама, обеспечиваю-
щая режим работы без катодого пятна и стабильное положение
дуги (см. гл. 16).
Спектр ламп дан на рис. 17.5,а. В зависимости от мощности
ламп в видимой области излучается от 44 до 48 % потребляе-
мой мощности, в ИК-области — 40—42 % (излучение нагретой
колбы и разряда), остальное — в УФ-области, начиная с
220 нм, но главным образом в области больше 350 нм. Распре-
деление яркости и силы света приведено на рис. 17.5,6. Коор-
динаты цветности для всех ДРИШ: х=&0,33; f/^0,33 с точ-
ностью ±0,01.
Время разгорания в зависимости от мощности составляет
30—60 с (достигается 0,8ФНом), а через 2—3 мин характери-
стики полностью стабилизируются. При повторном зажигании
горячей лампы время разгорания значительно сокращается.
Глубина пульсаций светового потока на частоте 50 Гц для
ламп 575 Вт составляет около 75 % и уменьшается с ростом
мощности. Температура окружающей среды и условия охлаж-
дения оказывают сильное влияние на режим работы ламп.
С ростом температуры колбы лампы Тцв падает, и наоборот.
Для того чтобы уменьшить влияние теплового режима светиль-
ника на Тцв, минимальное расстояние между колбой и рефлек-
тором должно быть не менее одного — полутора диаметров
колбы. Средний полезный срок службы ламп составляет не-
сколько сот часов и определяется нормированным снижением
Тцв до 5500 К, которое согласно ТУ и ставит предел полезному
сроку службы. Фактический срок службы существенно выше
Спад светового потока благодаря действию бромно-вольфра-
мового регенеративного цикла составляет не более 10—20 %
за время горения. Лампы включаются в сеть переменного тока
через специальный дроссель. Для зажигания и мгновенного
Рис. 17.5. Характеристики излучения компактных МГЛ типа ДРИШ:
спектр излучения; б—распределение яркости у лампы ДРИШ 1200 Вт (/—400 Мкд/м2;
-300- 3 — 200- 4—150; 5 — 100; 6 — 50 Мкд/м2); в — нормализованные кривые силы
’ света (/ — ДРИШ 575; 2—ДРИШ 1200, 2500 и 4000)
Таблица 17.2
Тип лампы Мощность ламп, Вт Напряже- ние на лампе, В Ток, А Световой поток, клм Цветовая температура, К. Общий индекс цветопередачи не менее, % Длина дуги, мм Полная длина лампы, мм Диаметр, мм
ДРИ400 400 125 3,25 Линейные / 25,2 ампы 6000 70 — 330 62
ДРИ1000-1 1000 125 9,5 70 6000 70 60 405 80
ДРИ1000-2 1000 125 9,5 65 3400 60 60 405 80
ДРИ2000-1 2000 230 10,3 165 6000 75 105 485 100
ДРИ3500-1 3500 220 18,0 300 6000 85 150 485 100
ДРИШ200 200 80 3,1 Шаровые л 14 ампы' 6000 80 9 76 13
ДРИШ575 575 95 7,2 44 6000 85 11 140 21
ДРИШ1200 1200 100 13,2 100 6000 85 13 220 27
ДРИШ2500 2500 115 26,0 220 6000 80 20 360 30
ДРИЦ14000 4000 200 23,0 370 6000 80 34 405 38
ДРИШ7000 7000 220 35,0 630 6000 80 40 450 46
HMI6000W 6000 123 55,0 570 5600 >90 20 450 55
HMI12000W 12 000 225 65,0 1100 6000 >90 35 455 65
1 Лампы по своим параметрам полностью взаимозаменяемы с зарубежными аналогами, например типа HMI фирмы Осрам, кроме
лампы мощностью 7 кВт, вместо которой фирма выпускает лампы 6 н 12 кВт. Положение горения — горизонтальное ±15°, для ламп типа
ДРЙШ575 н 200— любое. С 1986 г. фирма Осрам выпускает модифицированные лампы типа HMI мощностью 575. 1200 и 2500 Вт с умень-
шенной длиной дуги (GS) соответственно 7, 10 и 14 мм более высокой яркости с 7?д>90; остальные параметры без изменения.
перезажигания горячей лампы служит специальный блок мгно-
венного перезажигания (БМП). Схемы и параметры см. в
[5.8].
Лампы типа ДРИШ-2 для цветного кино по конструкции,
электрическим, световым и геометрическим параметрам совпа-
дают с ДРИШ для цветного телевидения, но в целях более
полного соответствия требованиям цветной кинопленки лампы
имеют несколько другое соотношение добавок, которое обеспе-
чивает более равномерное распределение излучения в цвето-
фотографической области спектра от 345 до 705 нм. Лампы до-
полнительно контролируются по цветофотографической темпе-
ратуре Тцф—6500+700 К и специальному индексу цветофото-
передачи ^аЦф$г80 [17.14].
Особенности эксплуатации такие же, как и у ртутных ламп
типа ДРШ (см. § 14.4).
Лампы предназначены в первую очередь для использования
в закрытых светильниках и прожекторах при освещении теле-
студий и объектов выездных цветных телепередач. Однако они
с успехом могут применяться и в ряде других светотехниче-
ских установок, например лампы мощностью 1200—4000 Вт
могут применяться в театре, цирке, на эстраде, лампы 575 и
1200 Вт — в проекции крупноформатных диапозитивов, в эпис-
копах, поисковых прожекторах спасательных служб и т. д.
Лампы 200 Вт при питании от небольшого переносного питаю-
щего устройства с батареей являются идельным источником
света для телерепортажей.
Основные типы отечественных линейных и шаровых МГЛ
и их характеристики приведены в табл. 7.2.
17.3. МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫЕ ЛАМПЫ С ПРЕОБЛАДАЮЩИМ
ИЗЛУЧЕНИЕМ МОЛЕКУЛ ДОБАВОК
К МГЛ с преобладающим излучением молекул добавок от-
носятся в первую очередь лампы с добавками галогенидов оло-
ва. Спектр излучения подобных ламп в видимой области бли-
зок к спектру дневного света с К (рис. 17.6,а). Пер-
воначально были разработаны лампы линейного типа. Ввиду
сравнительно низкой световой отдачи, а также в связи с тем,
что для надежного зажигания и перезажигания требуется на-
пряжение холостого хода не менее 300 В, лампы не нашли при-
менения для общего освещения. Их можно использовать в ка-
честве имитаторов солнечного излучения, при этом в отличие
от ксеноновых ламп МГЛ имеют более высокую световую от-
дачу и не требуют специального фильтра для срезания ИК-
излучения. В табл. 17.3 в качестве примера приведены некото-
рые характеристики ламп с добавками SnJ2+SnBr2.
Таблица 17.3
Мощность лампы, Вт Напряже- ние на лампе, В Свето- отдача, лм/Вт Диаметр внешней колбы, мм Длина лампы мм Срок службы, тыс. ч Примечание
125 115 40 70 175 4 1 /?я=92, Гцв =
250 130 46 90 240 6 | = 5-4-5,5 тыс. К, коэффи-
400 130 50 ПО 290 6 J циент пульсаций 12—15%
Добавление в разряд бромида и хлорида олова позволяет
поднять световую отдачу линейных ламп до 60—70 лм/Вт.
Цветовые координаты ламп с SnCl2 и SnJ2 несколько смещены
относительно планковского излучателя. Однако цветовую тем-
Рис. 17.6. Спектры излучения МГЛ с добавками галогенидов олова [17.6,
17.15, 15.31:
а — добавки SnBr2 и Snl2 (--------спектр разряда, —-----•—спектр дневного света
при 7^=5500 К); б—добавки Snl2 и SnCl2 при давлении паров галогенидов 0,66-105 Па;
7’цв=5000 К; в — то же, что н на рис. б, при 1,97*10® Па; 7^=3400 К; г — добавление
LiX; Гцв=3000 К; Яй=92; х=0,445; #=0,420; д — добавление InX; Т]=65 лм/Вт; 7'цв=
=5600 К; Яа=91; х—0,33; #=0,335; X=l, Ci, Вг
Рис. 17.7. Общий вид короткодуговых МГЛ с галогенидами олова (а) и
спектр их излучения (б) [17.7]
пературу можно изменять в довольно широких пределах путем
изменения содержания SnJ2, молекулы которого поглощают из-
лучение с Х>550 нм. На рис. 17.6,б, в показаны спектры излу-
чения ламп при двух давлениях SnJ2-f-SnCI2. Цветовую темпе-
ратуру без потери в КПД можно изменять также путем введе-
ния небольших добавок In или Li. Ведение In повышает, a Li
понижает 7ЦВ (рис. 17.6,г, д); см. также [17.6 и 17.15].
Короткодуговые МГЛ с галогенидами олова были разрабо-
таны в конце 70-х годов фирмой «Филипс» [17.7]. В конструк-
тивном отношении они представляют собой колбу сферической
или слегка эллипсоидальной формы из кварцевого стекла, в
которую с противоположных сторон впаяны при помощи за-
штамповки активированные вольфрамовые электроды. Горелки
помещены по внешнюю малогабаритную кварцевую колбу с
заштампованной плоской ножкой и укрепленным на ней плос-
ким двухштырьковым цоколем. Конструкция ламп полностью
приспособлена для их производства на стандартном машинном
оборудовании. Общий вид ламп показан на рис. 17.7,а. Разра-
ботаны лампы на мощности 250, 500 и 1000 Вт. Лампы излу-
чают в видимой области квазинепрерывный молекулярный
спектр, на который накладывается излучение спектральных ли-
ний олова (рис. 17.7,6). Световая отдача 70—78 лм/Вт, Тцв«
^5500 К и >85.
Световая отдача и ТцЪ изменяются очень незначительно в
течение срока службы (1000 ч), причем 7UE практически не за-
висит от положения горения.
Лампы очень удобны для цветной кинопроекции, для мест-
ного освещения при цветных телепередачах, фотографирова-
ния, в микроскопии и многих других случаях, где требуются
компактные источники света с высоким качеством цветопе-
редачи.
Короткодуговая МГЛ с галогенидами висмута предложена
в А. с. 1372420, СССР (опубл, в Б. И. 1988, № 5. МКИ
H01J61/18). Указывается, что при работе лампы создается по-
вышенная концентрация галогенидов висмута в низкотемпера-
турной зоне дуги. Светоотдача 75 лм/Вт, /?а=90.
17.4. МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫЕ ЛАМПЫ С ПРЕИМУЩЕСТВЕННЫМ
ИЗЛУЧЕНИЕМ В ОТДЕЛЬНЫХ УЧАСТКАХ СПЕКТРА
Существует большое число самых различных областей при-
менения, для которых необходимы эффективные источники,
дающие излучение, сосредоточенное в той или иной области
спектра. Применение излучающих добавок в виде галогенных
соединений Открыло исключительно широкие возможности для
Рис. 17.8. Облучатели погружного типа для объемных фотохимических про-
ских) металлогалогенных
а — облучатель для препаративной фотохимии; б — промышленный облучатель разбор-
ных
создания подо ных ламп. Ниже кратко рассмотрены некоторые
из них.
Погружные источники излучения для фотохимии обычно
предназначены для работы в жидкой или газообразной среде,
в которую они погружаются.
Разработана серия мощных облучателей погружного типа
для ряда объемных фотохимических процессов. Так, например,
для производства лактамов разработаны облучатели с ртутно-
таллиевой МГЛ мощностью 10 и 20 кВт с КПД излучения в
области 530—580 нм до 21 % (рис. 17.8,6—г). Разработана так-
же серия маломощных квазимонохроматических облучателей
для препаративной фотохимии (рис. 17.8,а). На рис. 17.8,6
приведены в качестве примера спектры излучения селективных
(квазимонохроматических) ламп с различными добавками.
Подробнее см. в [17.8, 0.11].
Бо~ Hg + Ncti Г
че-
го -
о!П П ।___________।____П । ..nil—।-------
400 500 000 Я, НМ
Цессов и спектры излучения некоторых селективных (квазимонохроматиче-
ламп;
вого типа; в в г —то же запаянного типа; д — спектры излучения некоторых селектив-
МГЛ
Металлогалогенные лампы с преимущественным излучени-
ем в сине-фиолетовой и ближней УФ-областх спектра. Эти
лампы являются весьма эффективными источниками излучения
для многих поверхностных фотохимических процессов. По кон-
струкции они подобны ртутным трубчатым лампам ВД в квар-
цевых колбах. В качестве излучающих добавок широко приме-
няют GaJs и PbJ2+GaJ3. Режим разряда подобран таким об-
разом, чтобы получить максимальное излучение в области
350—450 нм. Лампы выпускаются на мощности от 400 до
3000 Вт.
Положение горения горизонтальное с допустимыми откло-
нениями ±10°. Температуры колбы при работе ламп лежат в
пределах 900—700 °C.
В последние годы получают распространение МГЛ с добав-
ками иодидов железа. Так, например, фирма «Филипс» выпус-
кает серию ламп НРА мощностью от 400 до 2000 Вт с излучаю-
щими добавками FeJ2+CoJ2 [14.3]. На рис. 17.9 приведены об-
щий вид и спектры излучения подобных ламп с добавками ио-
дидов Fe+Co и Pb-j-Ga. Лампы выпускаются в безозонном
кварцевом стекле.
Появились сообщения о разработке аналогичных, но более
эффективных ламп с добавками FeJ2+GaJ3.
Лампы мощностью 400 Вт с добавками InJ3-|-GaJ3 находят
применение в медицине для лечения желтухи у новорожденных
(облучение подобными лампами вызывает разложение билиру-
бина).
Перечисленными примерами далеко не исчерпывается ассор-
тимент разработанных ламп и число рассматриваемых в статьях
и патентах разрядов с добавками галогенных соединений раз-
личных элементов, дающих преимущественное излучение в тех
или иных участках спектра и могущих найти применение в
специальных облучательных установках.
17.5. МАЛОМОЩНЫЕ МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫЕ ЛАМПЫ
Создание маломощных МГЛ с высокими световыми отдача-
ми и большими сроками службы для освещения общественных
зданий и сравнительно небольших помещений встречает ряд
конструктивных и технологических трудностей.
Уменьшение мощности лампы при необходимости сохране-
ния теплового режима колбы (или его ужесточения) приводит
к уменьшению поверхности горелки. В горелках обычной кон-
струкции это сопровождается существенным ростом доли кон-
цевых потерь и снижением световой отдачи. Чтобы выяснить
пути сохранения высокой световой отдачи при уменьшении
мощности ламп, рассмотрим зависимость световой отдачи от
различных факторов.
т
т
Рис. 17.9. Общий вид МГЛ для фиолетовой и ближней УФ-области спектра
(350—450 нм) и спектры их излучения:
а — общий вид ламп; 6 — спектр излучения ламп с добавками иодидов Fe+Co: в — то
же Pb+Ga [14.31
При традиционных способах стабилизации дуги
^0,65) долю анодно-катодных потерь существенно уменьшить
нельзя. Полагая Ua.K—12-s-15 В и 17л=130 В (для работы без
пауз тока от сети 220 В), получаем 17а.к/^л^15/130^0,12.
В целях уменьшения тепловых потерь в столбе и повышения
его энергетического и светового КПД надо стремиться к повы-
шению Pi ст (см. гл. 6 и 15). При заданной мощности лампы и
рабочем напряжении на ней, определяемом напряжением сети,
это повышение может быть достигнуто только путем увеличе-
ния Е за счет повышения рабочего давления паров ртути. При
этом уменьшается расстояние между электродами, а поверх-
ность колбы для поддержания теплового режима остается при-
близительно постоянной или уменьшается. В результате фор-
ма колбы из цилиндрической должна постепенно приближать-
ся к эллиптической и сферической. В лампах малой мощности
при выборе формы и размеров колбы и вводов главное внима-
ние должно быть обращено на то, чтобы обеспечить максималь-
но допустимую и равномерную температуру по ее поверхно-
сти, минимальные концевые потери тепла через вводы, мини-
мальные потери светового потока и достаточную механическую
прочность.
Для уменьшения тепловых потерь через вводы необходимо
предельно уменьшать поверхность охлаждения ввода и сечения
стенки, по которому тепло от центральных частей колбы пере-
текает к вводу.
Серьезной задачей при уменьшении мощности лампы явля-
ется создание на электродах условий, необходимых для поддер-
жания дугового разряда, т. е. обеспечение их нагрева до нор-
мальных рабочих температур за счет энергии разряда. При по-
стоянном напряжении на лампе уменьшение мощности дости-
гается за счет уменьшения силы тока, при этом мощность, вы-
деляющаяся на электродах, уменьшается тоже приблизительно
пропорционально силе тока: Следовательно, с
уменьшением мощности лампы необходимо уменьшать разме-
ры электродов и, что очень важно, уменьшать теплоотвод по
вводу (см. выше).
В целях обеспечения максимально возможной равномерно-
сти распределения температуры по поверхности горелки необ-
ходимо использовать вакуумированную внешнюю колбу. При
малых мощностях ламп и соответственно малых размерах горе-
лок роль конвекционных потоков паров ртути в неравномерном
нагреве горелки уменьшается, что хорошо.
Учет перечисленных выше требований и условий приводит
к оптимальной форме колбы и вводов маломощных ламп, изо-
браженных схематически на рис. 17.10,а [17.9]. Там же для
сравнения показана традиционная конструкция горелки. Опти-
мальное /к/^1;=г=0,9-^-2,5, при этом его желательно брать как
Рис. 17.10. Оптимальная конструкция маломощных ламп ВД (а) и зависимо-
сти световой отдачи от соотношения (ZK—Ir}IIr (б); приведена для сравнения
стандартная конструкция разрядной трубки ВД той же мощности (в) [17.9]
можно ближе к верхнему пределу. Очень важную роль с точки
зрения более равномерного распределения температуры по по-
верхности колбы при выбранной форме горелки и вводов игра-
ет расстояние от конца спирали электрода до места впая. Если
оно больше оптимального, то в заэлектродной области образу-
ются холодные зоны, если меньше, то перегревается кварцевое
стекло. Оптимальное соотношение (1К—/д)/К ~ 0,24-0,4. Ника-
ких утепляющих покрытий в данной конструкции горелки при-
менять не следует, поскольку они очень сильно экранируют и
уменьшают световой поток. Толщина стенок колбы должна
быть по возможности минимальной, но достаточной для обес-
печения механической прочности колбы.
Градиент потенциала и давление в маломощных лампах мо-
гут быть существенно повышены без опасения нарушить ста-
бильность дуги.
Определенные преимущества для маломощных ламп пред-
ставляют колбы с односторонним выводом обоих электродов
через одну заштампованную ножку. В лампах такой конструк-
ции удается устранить холодные заэлектродные зоны и умень-
шить тепловые потери через ножки. Кроме того, в них нет
электроподводок, проходящих вблизи от поверхности горячей
колбы, являющихся источником фотоэлектронов. Благодаря
этому в лампах, в состав наполнения которых входит натрий,
уменьшается его утечка (см. § 16.5). Лампы этой конструкции
получают в настоящее время заметное распространение.
Из технологических проблем надо отметить увеличение ро-
ли загрязнений по мере уменьшения объема лампы. Это объяс-
няется тем, что количество загрязнений, выделяющихся из
кварцево о олочки или проникающих через нее, пропорцио-
нально поверхности колбы, а их концентрация пропорциональ-
на объему, поэтому с уменьшением объема концентрация за-
грязнений растет пропорционально отношению S/V—'1/di.
С уменьшением объема усложняется дозировка все меньших
количеств иодидов и вообще изменяется техника работы с ми-
ниатюрными деталями и горелками. Серьезное внимание раз-
работчикам приходится уделять стабилизации (удержанию)
параметров в заданных пределах в течение всего срока службы
(пути решения см. в гл. 15 и 16).
Учитывая сказанное выше, а также то, что для получения
однородной продукции исключительно важно соблюдать точ-
ность формы, размеров и взаимного расположения деталей,
становится’ ясным, что крупносерийное производство маломощ-
ных МГЛ возможно только на специальном автоматизирован-
ном оборудовании, снабженном микропроцессорной техникой,
обеспечивающей индивидуальное измерение и пооперационный
контроль каждой лампы (форма и размеры колбы, положение
электродов4 объем, утепляющие покрытия, индивидуальная до-
зировка и наполнение каждой лампы, контроль параметров
и т. д.).
Чем меньше мощность лампы, тем больше сказывается ох-
лаждающая роль концов и тем настоятельнее возникает необ-
ходимость выравнивания температуры и перехода на форму
колбы и вводов, схематически показанную на рис. 17.10, осо-
бенно в лампах с редкоземельными излучающими добавками.
К маломощным МГЛ относят лампы мощностью меньше
175 Вт. В маломощных МГЛ применяют различные композиции
излучающих и стабилизирующих добавок в зависимости от тре-
бований к цветовым и спектральным характеристикам. Для
целей общего освещения используют обычно лампы с натрий-
скандиевым наполнением с /?О^65, 7^=3000-5-3200 или 4100-^—
4300 К и гр от 65 до 100 лм/Вт в зависимости от 7’цв и мощ-
ности (35—175 Вт).
Для маломощных МГЛ с улучшенным качеством цветопе-
редачи с 7?аЭ=75 применяют различные композиции добавок.
В лампах с 7?a«80 тепло-белого цвета с Тцв=3000—3200 К
используют, например, смесь иодидов Tl, Na Li, к которым до-
бавляют иодиды Sn и Тш. Световые отдачи, в зависимости от
мощности, лежат в пределах от 67 до 85 лм/Вт.
В лампах с 7?а^85 используют, как правило, иодиды РЗМ
Dy, Но, Тт, к которым добавляют еще иодиды (и бромиды)
Na, Т1. Излучение ламп имеет обычно нейтрально-белый цвет
с Тцв=4100—4300 К- Световые отдачи лежат в пределах от 65
до 80 лм/Вт. Применяют также и другие комбинации добавок.
Так, при добавлении к натрий-скандиевому наполнению иодида
Li улучшается качество цветопередачи в красной части спектра
Таблица 17.4
Характеристик ламп Мощность ламп, Вт
175 150 100 70 50 35
Начальная световая отдача ламп любого положения горе- ния с 7’цв=41004-4300 К, лм/Вт * 80 76,5 78 71,4 68 65,7
То же вертикального цоко- лем вверх (±15°) с Гцв= =3200 К, лм/Вт ** 91,4 86,7 85 78,5 76 7,5
Средняя продолжительность горения, тыс. ч 10 10 10 5 5 5
* Лампы этого типа выпускаются в прозрачных и покрытых внешних колбах со-
ответственно с Гцв=4300 и 4100 К.
** Лампы выпускаются только в покрытых колбах.
при высокой светоотдаче, (например, у лампы мощностью
100 Вт повышается с 65 до 73 при щ/=85 лм/Вт [16.12]).
Сроки службы ламп 5—10 тыс. ч, причем у современных
ламп за 60 % средней продолжительности горения «уход»
7цВ^300^400 К-
По данным каталогов 1987—1988 гг. фирма «Осрам» выпус-
кает маломощные МГЛ мощностью 70 и 150 Вт в разрядных
колбах с выводами, как обычно, в противоположные стороны
и в одну сторону. У ламп с односторонним выводом подводок
внешние колбы малогабаритные, изготавливаются из кварцево-
го стекла и снабжены цоколем бипост (см., например,
рис. 17.7,а). Лампы предназначены в основном для оптических
систем.
Фирма «Венчур ляйтинг интернейшн» (США) по данным ка-
талога 1989 г. [17.16] выпускает серию маломощных МГЛ 35,
50, 70, 100, 150 и 175 Вт в нескольких исполнениях. В табл. 17.4
приведены параметры ламп этого типа для общего освещения
во внешних колбах эллипсоидальной формы одинакового раз-
мера: диаметром —88 мм. Полная длина ламп с цоколем Е27
равна 140—145 мм.
Оценки показывают, что создание МГЛ мощностью меньше
25—35 Вт, по-видимому, нецелесообразно.
Развитие маломощных МГЛ продолжается.
При питании ламп повышенной частотой световая отдача
поднимается на 20—25 %.
17.6. СХЕМЫ ВКЛЮЧЕНИЯ И РЕЖИМЫ РАБОТЫ
МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫХ ЛАМП
Вследствие более высоких напряжений зажигания и перезажигания МГЛ,
чем у ртутных ламп ВД, для эффективной работы МГЛ в сетях 220 В,
£0 Гц необходимы специальные схемы включения и ПРА, обеспечивающие
о-----
К сети
О-----
Рис. 17.11. Схема пикового автотрансформатора со щелевым зазором под вто-
ричной обмоткой (а) и форма вторичного напряжения (б):
АС — воздушный зазор; В — щели; D — магнитопровод
надежное зажигание и перезажигание ламп и их работу в течение всего
срока службы. Особое значение этот вопрос приобретает для осветительных
МГЛ наиболее массового применения с натрий-скандиевым наполнением,
имеющих более высокие напряжения зажигания и перезажигания по сравне-
нию с тройной смесью. Для ламп МГЛ специального назначения обычно
разрабатываются специальные ПРА, более правильно согласованные с тре-
бованиями к лампам. Поэтому главное внимание уделим схемам включения
и ПРА осветительных МГЛ.
Схемы включения осветительных МГЛ. В США и частично в Японии
выпускаются преимущественно МГЛ с нагрий-скандиевым наполнением. Лам-
пы большей частью делаются с одним зажигающим электродом (ЗЭ) (см.
§ 16.5). Включение стандартных ламп с натрий-скандиевым наполнением и ЗЭ
в сеть 220 В по указанию фирм допускается только через специальные ПРА
для МГЛ, которые представляют «опережающий пиковый автотрансформатор»
с большим магнитным сопротивлением и щелевыми зазорами в магнитопро-
ноде под катушкой вторичного напряжения, которые обеспечивают создание
пика напряжения каждые полупериода (рис. 17.11) [0.10, 17.10].
В этих ПРА применяют схему «опережающего» типа (см. гл. 5), так как
она имеет ряд преимуществ перед «отстающей» схемой. Последовательно
включенный конденсатор предотвращает появление вентильного эф екта со
всеми присущими ему вредными последствиями; коэффициент мощности до-
стигает 0,90; пусковой ток лишь немногим больше рабочего; улучшается ста-
бильность мощности лампы при изменениях напряжения сети. В США этот
тип ПРА является одним из наиболее популярных для новых ОУ не только-
с МГЛ, но и с ртутными лампами ВД. Лампы ДРЛ с этими ПРА отлично
работают и в условиях низких температур. К недостаткам этих ПРА относит-
ся их более высокая стоимость и примерно в 2 раза большая материало-
емкость по сравнению с обычным дросселем от ламп ДРЛ. Однако фирмы
считают, что более надежная и долговечная работа ламп, отсутствие необхо-
димости в импульсных зажигающих устройствах (ИЗУ) и другие преимуще-
ства делают применение таких ПРА для МГЛ экономически выгодным.
В нашей стране этот тип ПРА не получил распространения (см. ниже).
Работа МГЛ в схемах с «опережающим» пиковым автотрансформатором
связана с некоторыми важными особенностями, которые необходимо учиты-
вать при конструировании этих ПРА. Подробнее см. в [0.10].
Большинство европейских фирм до недавнего времени выпускало МГЛ
для работы в сетях 220 В с тройной смесью и в двухэлектродиом исполнении.
Лампы включаются в сеть со стандартными индуктивными балластами от
ламп ДРЛ соответствующего напряжения и тока. Зажигание осуществляется
в большинстве случаев внешним компактным зажигающим устройством, даю-
щим импульсы высокого напряжения порядка нескольких киловольт. Устрой-
ство располагается в непосредственной близости от лампы. Как правило,,
западноевропейские фирмы не выпускали ламп с натрий-скандиевым напол-
нением для работы в сетях напряжением 220 В, хотя мощные лампы для
работы в сетях 380 В выпускаются и с натрий-скандиевым наполнением.
Работа МГЛ в сети 220 В с обычными дросселями от ламп ДРЛ и
импульсными зажигающими устройствами менее эффективна. Это относится
в первую очередь к лампам с натрий-скандиевым наполнением. Вначале лам-
пы удовлетворительно работают и с балластами от ДРЛ, но со временем
(у лучших ламп через несколько тысяч часов) лампы начинают гаснуть в пе-
риоде разгорания, что связано с появлением свободного иода и образованием
HgJ2, повышающего их t/n3 (см. § 16.5).
На надежности зажигания и перезажигания сильно сказываются также
снижение напряжения сети, низкие окружающие температуры, ухудшение
эмиссионной способности катодов. Особенно пагубно на работе катодов ска-
зывается резкий рост тока, вызванный появлением вентильного эффекта из-за
плохой работы катода или высокого напряжения перезажигания. Появляю-
щиеся паузы тока вызывают дополнительное повышение напряжения пере-
зажигания и также существенно ухудшают работу катодов. Кроме того, по-
явление пауз тока приводит к заметному уменьшению мощности и дополни-
тельному спаду светового потока. В результате происходит более резкий спад
светового потока и существенно сокращается продолжительность горения
(рис. 17.12) [17.2]
С увеличением питающего напряжения эффективность МГЛ, работающих
с обычными индуктивными ПРА, улучшается. При эффективном напряжении
холостого хода 440—480 и даже 380 В лампы с натрий-скандиевым иаполне-
Рис. 17.12. Зависимость светового
потока МГЛ 400 Вт от продолжи-
тельности горения в различных схе-
мах включения (10-часовой цикл го-
рения):
1 — тройная смесь, схема со специальным
ПРА для МГЛ; 2— натрий-скандиевое
наполнение, схема со специальными ПРА
для МГЛ; 3 — тройная смесь, схема с
дросселем от ДРЛ [17.2]
нием могут надежно работать в помещениях с плюсовой температурой с обыч-
ным индуктивным балластом. Поэтому одним из путей повышения надежно-
сти работы МГЛ, не требующих применения специальных дорогостоящих
ПРА, является переход на работу в сетях с напряжением 380 (и 660) В.
Однако при йтом сильно возрастают масса и габариты ПРА и снижается
cos <р установки. Разработка специальных ламп на повышенные напряжения
питания с более высокими t/., позволило бы уменьшить массу и габариты
ПРА для этих ламп и повысить cos <р до обычных величин с дросселями.
Подобные лампы могли бы иметь несколько большие световые отдачи [17.2].
В настоящее время вопрос о выборе оптимальных решений для комплек-
тов МГЛ—ПРА в зависимости от наполнения, конструкции и других факто-
ров находится еще в стадии проработки.
Работа МГЛ на повышенной частоте имеет ряд преимуществ, перечислен-
ных в гл. 5. В настоящее время она начинает находить применение для ма-
ломощных МГЛ, давая повышение световой отдачи до 20—25 %. Питание
более мощных ламп встречает пока затруднение из-за отсутствия достаточно
дешевых мощных полупроводниковых преобразователей. Выбор частоты пи-
тания должен производиться с учетом того, чтобы явления акустического
резонанса не нарушали разряда.
Работа ламп в специальных режимах. Среди таких режимов большой
практический интерес представляет режим сокращения времени разгорания
до нескольких секунд и работа в режиме кратковременных перегрузок одно-
кратных или периодических.
Условия работы ламп в таких режимах кратко рассмотрены в § 14.4.
Отличие состоит в том, что в МГЛ дежурный режим дуги должен обеспечи-
вать не только полное испарение ртути, но и достаточное испарение излучаю-
щих добавок. При работе МГЛ в квазиимпульсных режимах имеют место
значительные изменения спектральных и цветовых характеристик.
Работа линейных трехфазных МГЛ (см. табл. 17.1, ДМ3) требует спе-
циального ПРА, обеспечивающего правильный сдвиг фаз между отдельными
разрядными промежутками, имеющими разную длину и падение напряжения.
17.7. ПУТИ ДАЛЬНЕЙШЕГО ПОВЫШЕНИЯ СВЕТОВОЙ ОТДАЧИ
И УЛУЧШЕНИЯ КАЧЕСТВА ЦВЕТОПЕРЕДАЧИ МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫХ ЛАМП
Повышение световой отдачи путем подбора излучающих добавок. В се-
редине 70-х годов появились сообщения [17.11] о создании МГЛ со световой
отдачей 130 лм/Вт. В дальнейшем появились публикации по исследованию
подобных ламп (см. [15.9]). Столь высокая световая отдача была достигнута
путем специального подбора добавок. В качестве излучающих добавок исполь-
зованы иодиды натрия Na и церия Се, Спектр атомов Се состоит из множе-
ства относительно слабых линий, заполняющих весь видимый спектр с пре-
имущественным излучением в зеленой области, соответствующей наибольшей
чувствительности глаза. Для увеличения излучения в голубой части спектра
и улучшения качества цветопередачи добавлен иодид самария. Хотя свето-
вой КПД излучения нейтральных атомов церия весьма велик, но церий имеет
низкий потенциал ионизации. Поэтому в дуговом разряде при температурах
выше 4000—3000 К атомы церия оказываются в значительной мере ионизо-
ванными. Возбужденные ионы церия излучают преимущественно в голубой
и УФ-областях спектра, в результате чего световая отдача резко падает. Для
того чтобы снизить температуру дуги и таким образом обеспечить малую
степень ионизации атомов церия и самария, в разряд вводится иодид цезия
(CsI). Как показали исследования, цезий выполняет, по крайней мере, четыре
важные задачи в разряде.
Атомы цезия обладают самым низким потенциалом ионизации, поэтому их
введение в разряд приводит к снижению температуры дуги и они принимают
на себя роль основных поставщиков заряженных частиц. Таким образом, они
способствуют благоприятному с точки зрения КПД излучения соотношению
нейтральных и ионизованных атомов Се и Sm.
Атомы цезия способствуют расширению и стабилизации дуги (см. § 15.4).
Иодиды Cs и Na образуют с иодидами РЗМ комплексы, у которых упру-
гость пара выше, чем у иодидов РЗМ. Исследования показали, что более
90 % пара над расплавом CeIa4CsI состоит из комплексных молекул
Cel3: CsI, а количество Се в парах при одинаковой температуре в 4 раза
больше, чем над Cels- Благодаря этому для испарения одинакового количе-
ства Се удается снизить температуру наиболее холодной зоны горелки при-
мерно на 70 СС, что очень важно с точки зрения увеличения срока службы
кварцевого стекла. Напомним, что хотя упругости паров иодидов РЗМ много
выше, чем у самих РЗМ, но все же они низки, и поэтому для получения кон-
центраций атомов РЗМ в разряде, обеспечивающих высокие КПД излучения,
приходится поднимать температуры колбы. Для получения максимального'
количества комплексных молекул молярные соотношения иодидов щелоч-
ных и редкоземельных металлов должны быть порядка единицы.
Введение цезия способствует снижению пика при повторном зажигании.
Давление паров ртути в лампе около (8—10) - 10s Па.
Образцы разработанных ламп имели следующие параметры. Наполнение:
Hg+Cels+Nal+Smls+Csl; <Л=18 мм; Z„=80 мм; 14=22 см3. При мощности
800 Вт /=2,4 А; С/л=380 В; ^=130 лм/Вт; 7?а=67; 7-цв=3100 К; х=0,35;
£/ = 0,41.
На рис. 17.13 представлен спектр излучения. Интенсивная линия Li, по-
видимому, связана с недостаточной очисткой Nal и CsI.
Исследования ламп показали, что они страдают теми же недостатками,
что и другие МГЛ. При вертикальном положении горения наблюдается силь-
ное осевое расслоение излучения добавок, подчиняющееся тем же зависимо-
стям, что и для МГЛ с другими наполнениями (см. § 15.4). Имеет место
1л,отн.ед.
Na
Hg
Ч-50
500
550
GOO
650
Л-?нм
Рис. 17.13. Спектр излучения МГЛ с добавками иодидов Се, Na, Sm и
Cs [17.11]
значительная диффузия натрия через кварцевое стекло, и если не принимать
специальных мер, то это приводит к постепенному повышению напряжения
горения и возможному погасанию (см. § 16.5).
Анализ приводимых в литературе данных показывает, что световая отдача
в 130 лм/Вт достигается при довольно высокой электрической нагрузке на
кварцевое стекло w^800/ndil;^17,7 Вт/см2. Напряжение на лампе равно
380 В. Эти обстоятельства осложняют ее использование в стандартных элек-
трических сетях.
Насколько нам известно, до настоящего времени подобные лампы не на-
шли практического применения для целей освещения.
Использование комплексов для повышения светоотдачи и улучшения ка-
чества цветопередачи МГЛ [17.12, 17.13]. Хорошо известно, что с повыше-
нием давления многих излучающих добавок повышается световая отдача
(см. § 15.3) и может быть улучшено качество цветопередачи. Однако повыше-
нию давления иодидов путем повышения температуры наиболее холодной
зоны кварцевой колбы ставится предел термическими и химическими свой-
ствами кварцевого стекла. С этой точки зрения представляет определенный
интерес использование комплексов металлогалогенов, имеющих более высо-
кую упругость пара.
То, что металлогалогены существуют в паровой фазе не только в виде
мономеров, но также и в виде димеров и тримеров, было известно давно.
В 70-х годах было обнаружено, что такие молекулы могут образовываться
не только между галогенами одинаковых металлов, например А1С13-|-А1С13=ё±
5^-А12С16, но также и между галогенами различных металлов, например
-AlCls-j-NaCl^AlNaCh. Эти газообразные соединения называются комплекса-
ми. В последнем случае удается достичь заметного повышения эффективного
парциального давления низколетучих металлогалогенов, если они образуют
комплекс с более высоколетучим металлогалогеном.
Эксперименты специалистов фирмы «Филипс» [17.13] показали принци-
пиальную возможность использования комплексов разнородных металлогало-
геиов для существенного повышения световой отдачи и регулирования цвето-
передачи МГЛ без повышения температуры колбы.
В экспериментах использовались кварцевые горелки диаметром 16 мм и
/д—40 мм при мощности 400 Вт. В первом примере были использоианы хоро-
шо известные излучающие добавки иодидов Na, Tl, In В лампу дополнитель-
но вводился А1С13, при этом образовывался комплекс А1С13 с Nal, повышалась
эффективная упругость паров Na в разряде и световая отдача. Путем уточ-
нения дозировки ТП и Ini можно было обеспечить то же значение Ra, при
этом ГцВ несколько падала. Ниже приведены сравнительные данные ламп.
Наполнение >), лм/Вт Ка Тцв- К xly
Hg-J-Nal+TlI+Inl 85 67 4100 0,38/0,39
Hg+NaI+TH+Inl+AlCl3 115 65 3300 0,43/0,41
Во втором примере, иллюстрирующем возможности изменения цветопе-
редачи, в качестве излучающих добавок были использованы ТЛ—J-Calo.
Интенсивное зеленое излучение Т1 приводит к тому, что координаты цветно-
сти лежат далеко от локуса АЧТ. Введение А1С13 приводит к образованию
комплекса с Cal, благодаря чему повышается эффективная упругость паров
Са и увеличивается его излучение в красной части спектра.
Введение хлорида алюминия, однако, приводит к резкому снижению сро-
ка службы. Подобные проблемы возникают и в МГЛ с галогенидами олова.
Пока исследования комплексов иа базе А1С13 не нашли практического
применения. Однако совершенно очевидно, что комплексы играют важную
роль в лампах с галогенидами РЗМ и добавкой иодида цезия и способствуют
повышению их световой отдачи (см. § 15.4 и 16.3).
В заключение отметим, что исследования последних лет показывают, что
процесс усовершенствования существующих типов МГЛ и создания новых
еще далеко не исчерпан.
Глава восемнадцатая
НАТРИЕВЫЕ ЛАМПЫ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ
18.1. ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ И УСТРОЙСТВО
Исследования, проведенные в конце 50-х и начале 60-х го-
дов, показали, что при добавлении натрия в обычную 400-ват-
тную ртутную лампу ВД в кварцевой колбе световая отдача
достигает 100 лм/Вт при значительно лучшем качестве цвето-
передачи, чем у натриевого разряда НД [18.1]. Однако срок
службы таких экспериментальных ламп крайне мал из-за раз-
рушения кварца парами натрия.
Таким образом, основной проблемой при разработке этих
исключительно перспективных ламп ВД являлось создание под-
ходящего материала для колб. В конце 50-х годов был изобре-
тен новый светопропускающий вакуумно-плотный материал,
химически устойчивый к разряду в парах щелочных металлов
и способный работать при более высоких температурах, чем
кварцевое стекло [18.2]. После этого начались весьма интенсив-
ные работы по созданию надежной конструкции натриевых
ламп ВД и исследованию разрядов ВД в парах натрия и дру-
гих щелочных металлов.
Применение для оболочек ламп нового материала, пред-
ставляющего собой керамику из поликристаллического оксида
алюминия высокой степени чистоты, потребовало разработки
технологии производства тонкостенных трубок, принципиально
новых конструкций вакуумно-плотных вводов, а также решения
других проблем, которых в ламповом производстве до этого не
возникало. В результате весьма большой работы эти проблемы
были решены и созданы натриевые лампы ВД со световыми от-
дачами от 90 до 130 лм/Вт на сроки службы 10—20 тыс. ч с
малым спадом светового потока. Такие лампы находят широ-
кое применение главным образом, в установках наружного ос-
вещения. Лампы ВД с парами других щелочных металлов да-
ют преимущественное излучение в глубокой красной и близкой
инфракрасной областях спектра и поэтому используются для
специальных целей.
На рис. 18.1 схематически показан общий вид типичной на-
триевой лампы высокого давления (НЛВД). Горелка обычно
представляет собой цилиндрическую трубку диаметром от 6
до 12 мм из поликристаллического оксида алюминия высокой
степени чистоты. Материал обладает большим светорассеянием
и поэтому имеет вид матового стекла, однако общее светопро-
пускание его достигает 90—92%. В последнее время разрабо-
тана приемлемая технология промышленного производства тру-
бок из монокристаллов оксида алюминия — лейкосапфира,
имеющих очень высокую прозрачность (до 97 %). Использова-
ние нового материала для трубок позволяет дополнительно под-
нять световую отдачу и улучшить параметры ламп (см. § 18.4).
Концы трубки вакуум но-плотно закрыты металлическими
колпачками из ниобия или керамическими заглушками с нио-
биевыми вводами, на которых укреплены вольфрамовые акти-
вированные электроды. После тщательной вакуумной обработки
внутрь разрядной трубки вводят амальгаму натрия и инертный
газ. Амальгаму вводят в избытке (см. § 18.5), поэтому лампы
л
работают в насыщающих парах натрия и ртути и их рабочие
характеристики весьма сильно зависят от температуры «холод-
ной» зоны, являющейся резервуаром амальгамы натрия.
Готовые горелки монтируют
внутри стеклянных колб, откачан-
ных до высокого вакуума. Высо-
кий вакуум необходим для защиты
ниобия от окисления и поддержа-
ния высокой температуры горелки.
Наиболее распространены прозрач-
ные колбы цилиндрической или
близкой к ней слабовальной формы.
В целях использования натриевых
ламп ВД в светильниках для ламп
ДРЛ разработаны лампы в колбах
от ламп ДРЛ. Для замены линей-
ных галогенных ламп накаливания
в прожекторах заливающего света
разработаны натриевые лампы ВД
в софитном исполнении.
Рис. 18.1. Общий вид натриевой лампы вы-
сокого давления:
1 — керамическая заглушка; 2 — керамическая
светопропускающая трубка; 3— внешняя колба
из тугоплавкого стекла; 4 — электрод; 5 — нио-
биевый штенгель, содержащий амальгаму натрия;
6 — бариевый геттер; 7 — цоколь
Рис. 18.2. Спектр излучения натриевой лам-
пы высокого давления мощностью 400 Вт
Лампы, как правило, не имеют зажигающих электродов, и
для их зажигания необходим импульс напряжения от 2 до
4 кВ. Разработаны также лампы, которые зажигаются непос-
редственно от сети 220 В, но их световая отдача на 25—-30 %
ниже, чем у обычных.
После зажигания разряда происходит постепенное разогре-
вание разрядной трубки, повышается давление паров натрия
и ртути, растет напряжение на лампе и ее яркость. Цвет излу-
чения постепенно переходит из чисто желтого, типичного для
натриевых ламп НД, в оранжево-желтый и золотисто-желтый.
Качество цветопередачи хотя и улучшается, но остается невы-
соким (рис. 18.2). Процесс разгорания продолжается 2—4 мин.
Главными достоинствами натриевых ламп ВД являются высо-
кая световая отдача (100—130 лм/Вт), большой срок службы
(10—20 тыс. ч) и малый спад светового потока в процессе ра-
боты (около 20 %).
18.2. ХАРАКТЕРИСТИКИ РАЗРЯДА В ПАРАХ НАТРИЯ И ДРУГИХ
ЩЕЛОЧНЫХ МЕТАЛЛОВ ПРИ ВЫСОКИХ ДАВЛЕНИЯХ
Световая отдача и спектр излучения в зависимости от дав-
ления паров. На рис. 18.3 представлена зависимость световой
отдачи чисто натриевого разряда от давления паров натрия.
Область первого максимума при низких давлениях соответст-
вует условиям работы натриевых ламп НД (см. гл. 13). Прин-
ципиальной особенностью второго, неизвестного до 60-х годов
максимума натриевого разряда при давлениях 6,7—26,7 кПа
(50—200 мм рт. ст.) является то, что он вызван опять же резо-
нансным излучением натрия. Для того чтобы уяснить причину
такого поведения, рассмотрим характер изменения спектра раз-
ряда с повышением давления паров натрия (рис. 18.4).
С ростом давления происходит исключительно сильное уши-
рение резонансных линий и рост самопоглощения в централь-
ной части. Растет излучение линий, соответствующих перехо-
дам между более высокими уровнями возбуждения. По мере по-
вышения давления все заметнее становится асимметрия уши-
рения резонансных линий в длинноволновую часть спектра, уве-
личивается зона самообращения. Световая отдача при этом
возрастает, проходит через максимум и начинает падать. Паде-
ние световой отдачи после второго максимума объясняется
дальнейшим ростом ширины зоны самообращения резонансных
линий, захватывающей область вблизи максимума спектральной
чувствительности глаза, и увеличением доли излучения в дале-
кой красной и близкой ПК-областях спектра, к которым глаз
практически нечувствителен.
Аналогичный характер изменений в спектре с ростом дав-
ления наблюдается и у других щелочных металлов [18.3].
Рис. 18.3. Зависимость световой
отдачи натриевого разряда от
давления паров натрия
Рис. 18.4. Распределение энергии
излучения в спектре натриевого
разряда при различных давлениях
паров натрия
Характер поведения резонансного излучения атомов натрия
и других щелочных металлов с ростом давления паров прин-
ципиально отличается от поведения резонансного излучения,
например, ртути. В разрядах с парами щелочных металлов с
ростом давления в определенной области уширение резонанс-
ных линий «обгоняет» рост ширины зоны самопоглощения.
В результате в определенной области ВД вновь наблюдается
большой выход резонансных излучений за счет крыльев сильно
уширенных резонансных линий. Так, например, натриевый раз-
ряд ВД может излучать до 30 % и более подводимой мощности
в области длин волн, соответствующих переходам с резонанс-
ных уровней, в то время как в ртутном разряде при давлении
около 0,5-105 Па на долю резонансных линий приходится не
более 3 % подводимой мощности.
Высокий выход резонансного излучения разрядов ВД в па-
рах щелочных металлов позволяет создавать на их основе весь-
ма эффективные источники излучения в соответствующих об-
ластях спектра, обладающие при этом компактностью и дру-
гими достоинствами источников ВД.
Для создания эффективных источников видимого излучения
представляет интерес разряд в парах натрия ВД, поскольку
его резонансное излучение лежит вблизи максимума чувстви-
тельности человеческого глаза, что позволяет получать наибо-
лее высокие световые отдачи. Максимально достигнутые в
экспериментах световые отдачи составляли в натриевых разря-
дах ВД 166 лм/Вт.
Резонансное излучение остальных щелочных металлов ле-
жит в глубокой красной или близкой ИК частях спектра (см.
гл. 2); их наиболее интенсивные нерезонансные линии также
расположены преимущественно в ПК (и только частично в ви-
димой) области спектра. Поэтому лампы ВД с разрядом в па-
рах других щелочных металлов используются как эффективные
источники ближнего ИК-излучения. Их световые отдачи неве-
лики: у калия 10 лм/Бт, рубидия 21 лм/Вт и цезия 35 лм/Вт
[18.3].
Влияние зажигающего газа на характеристики натриевого
разряда ВД. Назначение газа то же, что и в других лампах
ВД (см. гл. 5). С точки зрения КПД излучения столба разряда
наилучшим является тяжелый инертный газ — ксенон, посколь-
ку он обеспечивает минимальные тепловые потери в разряде и
наибольшую световую отдачу (табл. 18.1), но в ксеноне суще-
ственно выше напряжение зажигания U3. С точки зрения мини-
мального U3 наилучшей является смесь Пеннинга, но в ней зна-
чительно ниже световая отдача. Разработчики предпочли более
высокую отдачу и остановили свой выбор на Хе.
Уже на ранней стадии исследования и разработки НЛВД
К- Шмидт [18.3] установил, что световая отдача ламп возрас-
та б л и ц а 18.1
Род газа Световая отдача, лм/Вт Род газа Световая отдача, лм/Вт
Ne+0,5%Ar (смесь Пеннига) 91 Кг 116
Аг ПО Хе 120
тает с ростом давления ксенона приблизительно со па лм/ьт
при «холодном» давлении Хе около 1,3-103 Па (10 мм рт. ст.)
до максимальной величины 145 лм/Вт при давлении Хе 2,8Х
Х104 Па (210 мм рт. ст.), в то же время давление паров нат-
рия, соответствующее максимальной световой отдаче, снижа-
ется примерно с 20 до 10 кПа (со 150 до 70 мм рт. ст.). Повы-
шение световой отдачи с ростом давления Хе происходит за
счет уменьшения теплопроводности смеси Хе — Na и уменьше-
ния тепловых потерь. Поскольку потенциалы возбуждения и
ионизации ксенона значительно выше, чем у натрия, он прак-
тически не возбуждается и не ионизуется. В данных условиях
он играет роль буфера (см. § 15.2).
При выборе оптимального давления ксенона следует прини-
мать во внимание еще ряд факторов: при самых высоких свето-
вых отдачах, соответствующих высоким давлениям ксенона,
требуется относительно низкое давление паров натрия и цве-
топередача становится хуже; более высокое давление ксенона
требует более высокого напряжения зажигания, что усложня-
ет схему включения, и, наконец, при более высоком давлении
ксенона световая отдача более чувствительна к изменениям дав-
ления паров натрия. Исходя из этих соображений, в большин-
стве промышленных типов ламп применяют давление ксенона
около 2,6-103 Па (20 мм рт. ст.), а в качестве буфера исполь-
зуют пары ртути.
Влияние ртути. Все современные натриевые лампы ВД поми-
мо натрия и инертного газа содержат ртуть, которая оказыва-
ет весьма существенное влияние на характеристики ламп. Па-
ры ртути играют в основном роль буфера, уменьшающего под-
вижность электронов и теплопроводность смеси паров натрия
и ртути. Вследствие существенно более высоких потенциалов
возбуждения и ионизации по сравнению с атомами натрия ато-
мы ртути практически не излучают и не ионизуются. Достоин-
ства ртути в качестве буфера описаны в § 15.2.
Введение ртути существенно повышает градиент потенциа-
ла, благодаря чему лампа заданной мощности может работать
при меньшей силе тока, что делает ее более компактной и более
эффективной за счет уменьшения анодно-катодных потерь мощ-
ности и позволяет экономить на балласте, повышает световую
отдачу, уменьшает время разгорания и вызывает некоторые
изменения в спектре излучения, рассмотренные в § 18.7.
Весьма важно, что введение ртути позволяет регулировать
рабочие давления паров как натрия, так и ртути. Дело в том,
что натрий образует со ртутью амальгаму натрия, над которой
парциальные давления паров и натрия, и ртути уменьшаются
по сравнению с их давлением над чистыми металлами при той
же температуре их жидкой фазы. Поэтому для получения тех
же давлений паров требуются более высокие температуры
амальгамы. Кроме того, наличие жидко амальгамы натрия
при работе ламп приводит к тому, что парциальные давления
паров натрия и ртути определяются не только температурой
амальгамы, но также и ее составом (см. § 18.5).
Качество цветопередачи НЛВД и пути его улучшения. Стан-
дартные натриевые лампы ВД, выпускаемые промышленностью,
работают вблизи второго максимума световой отдачи и дают
излучение золотисто-желтого цвета с непривычно низкой
^2050^-2100 К и невысоким качеством цветопередачи (Ra=
=20-^25), но вполне приемлемым для наружного освещения и
некоторых других целей.
Повышение Тцв НЛВД до уровня ЛН (2400—3000 К) и Ra
до 60—70 при сохранении достаточно высокой световой отдачи
значительно расширило бы возможные области их применения,
в основном для внутреннего освещения. Поэтому предприни-
мались неоднократные попытки решения этой проблемы. Среди
них следует отметить введение в разряд других элементов, из-
лучающих в сине-зеленой области спектра, и подбор условий
в самом разряде. Что касается введения других элементов, то
этот путь, к ^сожалению, не дал приемлемых результатов, так
как не нашлось элементов, которые одновременно удовлетворя-
ли бы всем необходимым требованиям: наличием спектральных
линий в сине-зеленой части спектра с потенциалами возбуж-
дения, близкими к потенциалу возбуждения .D-линий натрия,
высокой упругостью паров и др. По данным Ханемана, а так-
же нашим расчетам и экспериментам для получения заметного
эффекта от добавления Т1 или Cd температура холодной зоны
должна быть повышена до 750—1000 °C.
Более реальным представляется путь подбора условий раз-
ряда, в первую очередь повышение парциального давления па-
ров натрия и увеличение диаметра трубки.
Рассмотрение спектра НЛВД показывает (см. рис. 18.4),
что с ростом давления происходит постепенное улучшение цве-
та излучения, главным образом, за счет чрезвычайного боль-
шого уширения и самообращения резонансных линий, роста из-
лучения красного крыла и частично за счет увеличения излу-
чения нерезонансных линий в зелено-голубой (568 и 498 нм) и
красной (616 нм) областях спектра.
На рис. 18.5 показана зависимость световой отдачи т)и, цве-
товой температуры Tw и общего индекса цветопередачи Ra от
/ам (давления паров натрия и ртути). При повышении давления
паров натрия до 50 кПа (около 400 мм рт. ст.) цвет излучения
выглядит золотисто-белым, Тцв повышается до 2200 К и Ra— до
50—60, но световая отдача падает до 90—92% максимальной.
При еще более высоком давлении [порядка 75—80 кПа (500—
600 мм рт. ст.)] цвет излучения выглядит практически белым,
7цв поднимается до 2400—2600 К, Ra — до 80—85, но световая
Рис. 18.5. Зависимость
световой отдачи Цг,
общего индекса цветопе-
редачи Ra и цветовой
температуры 7ЦВ от тем-
пературы амальгамы <ам
(давления паров натрия
и ртути). Наполнение:
Na 15 мг, Hg 40 мг, р(Хе)«
«2,7 кПа
отдача падает до 80—70% максимальной. Однако и при этом
давлении наблюдается недостаток излучения в сине-голубой об-
ласти спектра.
На рис. 18.6 показаны спектры при повышенных давлениях
паров натрия. Работа ламп при более высоких давлениях паров
натрия требует повышения температуры холодной зоны и ставит
места спаев в более тяжелые условия, вследствие чего снижа-
ется их срок службы. Таким образом, улучшение качества цве-
топередачи НЛВД (повышение Тцв и Ra) связано со снижением
световой отдачи и срока службы. Для выбора оптимального
соотношения характеристик (Дс, ТцВ, т]ц и срока службы т) име-
ется довольно большой простор, поскольку следует искать ком-
промисс между улучшением Ra и Тцв и снижением т]ц и т.
Окончательный выбор должен проводиться с учетом экономиче-
ских показателей ОУ (см. § 1.2, 6.1). Видимо, увеличение Тцв
выше 2400—2600 К у НЛВД нецелесообразно. В случае необхо-
Рис. 18.6. Спектр излучения натриевой лампы высокого давления мощностью
400 Вт при повышенных давлениях паров натрия (Ne+0,5 % Аг 2,67 кПа).
При 7цв=2500К Яа=85, 1>л=58 лм/Вт; при Тцв=2800 К Ra=78, 41/=45 лм/Вт
димости получения более высоких ТцВ следует применять другие
типы ламп, например металлогалогенные (см. гл. 15—17).
Заметное повышение 7ЦВ удалось получить при импульсном
питании НЛВД за счет повышения электронной температуры и
более эффективного возбуждения нерезонансных линий натрия
(см. [18.4, 18.6] и § 18.14), но целесообразность практической
реализации этого способа сомнительна.
18.3. ОСОБЕННОСТИ КОНСТРУКЦИИ И РАБОТЫ ЛАМП ВЫСОКОГО
ДАВЛЕНИЯ В ПАРАХ НАТРИЯ И ДРУГИХ ЩЕЛОЧНЫХ МЕТАЛЛОВ
В § 18.1 приведено общее описание устройства натриевых
ламп ВД. Здесь кратко рассмотрены особенности конструкции и
работы отдельных узлов, а также ламп в целом. Лампы ВД
с парами других щелочных металлов имеют аналогичную конст-
рукцию и условия работы и поэтому отдельно не рассматрива-
ются.
Разрядные трубки изготавливаются в основном из поликри-
сталлического, реже из монокристаллического оксида алюминия.
Сообщается также о применении трубок из Y2O3 [18.5]. Другие
тугоплавкие оксиды (например, Be, Zr, Th, Mg) и шпинели (на-
пример, MgO-Al2O3) не применяются из-за ряда недостатков.
Выбор размеров трубок — см. § 18.9, 18.10.
Конструкции металлокерамических узлов (МКУ). Вакуумно-
плотные вводы металла в керамические (поликристаллические
или монокристаллические) оболочки не могут делаться по типу
хорошо освоенных впаев металла в кварцевое или другие сорта
стекол [см. § 7.10]. Керамика и монокристаллы в отличие от
стекла не имеют заметного интервала температур с плавным
изменением вязкости и при нагреве до определенной температу-
ры они практически сразу переходят из твердого состояния
в жидкое. Поэтому вводы приходится осуществлять путем ваку-
умно-плотной пайки металла с материалом оболочки. Наиболее
подходящим металлом оказался ниобий, легированный циркони-
ем, так как он имеет температурный коэффициент расширения,
близко совпадающий с температурным коэффициентом расшире-
ния оболочки из поликристаллического оксида алюминия, обла-
дает более высокой температурой плавления (около 2500 °C, что
на 450°C выше, чем у керамики), не взаимодействует с парами
ртути, натрия и других щелочных металлов при рабочих темпе-
ратурах, достигающих 800 °C и более, допускает изготовление
тонкостенных вакуумно-плотных деталей сложной конфигура-
ции, например колпачков, трубок и т. п.
В литературе описано большое количество конструкций МКУ
(см., например, обзор [18.4]). Основные их типы схематично
представлены на рис. 18.7. Наибольшее распространение в по-
следние годы получили два из них: в виде керамического диска
Рис. 18.7. Схематический вид основных типов МКУ (в разрезе):
а _ ниобиевый ступенчатый колпачок; б — керамический диск с ниобиевой трубочкой,
припаянной к плоскому дну с отверстием в разрядной трубке; в — керамическая заглуш-
ка с ниобиевой трубочкой по оси; г — керамический диск с впаянной ниобиевой проволо-
кой по оси; д — аналогичный г, но для маломощных ламп; 1 — керамическая трубка;
2 — электрод; 3 — ниобиевый ступенчатый колпачок; 4 — штенгель; 5 — отверстие в штен-
геле; 6 — керамическая заглушка или втулка; 7 — ниобиевая трубочка, вакуумио-плотно
закрытая со стороны разрядной трубки; 8 — ниобиевая проволочка
с ниобиевой трубочкой по оси, припаянного’ к плоскому дну
с отверстием у специальной монолитной керамической трубки
(рис. 18.7,6), и в виде керамической втулки с ниобиевой трубоч-
кой по оси, закрывающей торец разрядной трубки (рис. 18.7,в).
В производстве натриевых ламп ВД применяют два способа от-
качки и наполнения разрядных трубок: с использованием штен-
геля и без него. Соответственно этому у разрядных трубок со
штенгельной откачкой конструкции штенгельного (откачного) и
противоположного ему глухого МКУ различны. У бесштенгель-
ных разрядных оба МКУ глухие и имеют одинаковую конструк-
цию.
Штенгель служит, как обычно, для откачки и наполнения ламп в процес-
се изготовления. При работе он выполняет роль вакуумно-плотного токовво-
да и держателя электрода, а его наружная часть служит холодной зоной,
которая является резервуаром амальгамы натрия. Он представляет собой
бесшовную трубочку из ниобия, концу которой, входящему внутрь лампы,
придана специальная форма для крепления керна электрода. Объем штенгеля
соединен с объемом разрядной колбы при помощи либо специальных отверстий
(рис. 18.7,с), либо зазоров. Внешний конец штенгеля после вакуумной обра-
ботки, откачки и наполнения разрядной колбы зажигающим газом и амальга-
мой натрия герметизируется методом холодного отпая с последующим оплав-
лением аргонно-дуговой сваркой.
В глухом КУ ниобиевая тру очка служит вакуумно-плотным токовво-
дом и держателем керна электрода и вакуумно-плотно соединяется с трубоч-
кой при помощи пайки титаном (рис. 18.7,6, е).
В маломощных лампах в глухом МКУ ниобиевую трубочку иногда заме-
няют ниобиевым проволочным вводом, что позволяет значительно снизить
тепловые потери концов (рис. 18.7,6).
Вакуумио-плотные соединения керамики с металлом и с керамикой.
В производстве натриевых ламп ВД получила преимущественное распростра-
нение пайка при помощи высокотемпературных стеклоцементов. Возможна
также пайка при помощи так называемых активных металлов или их сплавов.
При пайке одна из главных проблем — обеспечение прочного вакуумно-плот-
ного соединения разнородных материалов.
Пайка стеклоцементом. Стеклоцементы представляют собой смесь на
основе АЬОз и СаО, которая при соотношении 52 % AI2O3 и 48 % СаО обра-
зует эвтектику с температурой плавления около 1400 °C. Состав смеси под-
бирается эвтектическим или близким к нему. Было предложено много вариан-
тов подобных составов, включающих в небольших количествах другие добав-
ки, например порошки W, Ti, Nb и других элементов в виде оксидов, гидри-
дов или металлов, вводимых, главным образом, для улучшения сцепления
стеклоцемента с ниобием, а также добавки некоторых оксидов, например
MgO (5—7 %), для улучшения структуры и физико-химических свойств [18.8].
Для получения надежного работоспособного спая исключительно важны
подбор состава стеклоцемента, а также правильная геометрия, структура и
качество металла и керамики, правильная технология изготовления стекло-
цемента, специальная обработка и подготовка спаиваемых поверхностей и
активных металлов и точное соблюдение режимов пайки.
К достоинствам пайки стеклоцементом относят его высокую адгезию
к керамике, независимо от размера зерен, к недостаткам — высокую чув-
ствительность качества спая с ниобием в результате образования переход-
ных слоев и других причин, меньшую механическую прочность, необходимость
соблюдения определенной величины зазора между металлом и керамикой,
которая при спае охватывающего типа должна лежать в пределах 20—
50 мкм.
Пайка активными металлами. В этом случае используется свойство неко-
торых металлов, например титана, циркония, ванадия и некоторых других,
при высоких температурах активно взаимодействовать не только со многими
другими металлами, но и с их соединениями, отнимая у ннх кислород.
К достоинствам пайки активными металлами относят высокую прочность
соединения с металлом и вакуумную плотность, к недостаткам — очень силь-
ную зависимость прочности соединения с керамикой от ее структуры. Для
получения хорошего спая керамика должна иметь плотную мелкозернистую
структуру. При крупнокристаллической и пористой структуре в результате
внедрения металла в межкристаллические поры керамика становится хрупкой,
а спай непрочным.
Внешние колбы и конструкции монтажа. Для получения оптимальной
световой отдачи температура холодной точки НЛВД должна поддерживаться
на уровне 640—680 °C. Ниобиевые детали разрядных трубок могут длительно
работать при таких и более высоких температурах только в отсутствие кис-
лорода, влаги, углеводородов и азота. Даже очень небольшие следы этих
веществ энергично поглощаются ниобием, вызывая его окисление н рекри-
сталлизацию, в результате чего МКУ теряют вакуумную плотность и лампа
выходит из строя. Поэтому лампы ВД в оболочках из оксида алюминия
с ниобиевой арматурой работают, как правило, в тщательно вакуумирован-
ных внешних колбах. Вакуумированная внешняя колба, кроме того, умень-
шает тепловые потери и делает тепловой режим разрядной трубки малочув-
ствительным к температуре окружающей среды и к положению горения (см.
§ 18.10, 18.13).
Поддержание вакуума на уровне 10-4—10~5 Па в течение многих тысяч
часов достигается при помощи распыляемых и нераспыляемых геттеров.
Требования к конструкции крепления разрядной трубки на ножке и во
внешней колбе такие же, как и для других ламп ВД, например ДРЛ (см.
гл. 14). Существует несколько вариантов монтажа, обеспечивающих эти тре-
бования.
Потемнение внешней колбы. В лампах ранней конструкции в процессе
горения наблюдалось медленное потемнение внешней колбы, которое вызы-
вало значительное падение световой отдачи и ограничивало срок службы
ламп. Эксперименты и термодинамические расчеты Ханнемаиа и др. (библио-
графию см., например, в [18.4]) показали, что потемнение вызывалось образо-
ванием налета А12О3 из-за возгонки оксида алюминия с поверхности разряд-
ной трубки, нагретой в вакууме до излишне высокой температуры (рис. 18.8),
В усовершенствованных лампах налет был полностью устранен путем
увеличения геометрических размеров разрядной трубки и снижения таким
путем ее максимальной температуры до 1180 °C, при которой заметное на
глаз потемнение внешней колбы образуется более чем за 20 тыс, ч.
Повышение t/Дт) в процессе горения. В раниих конструкциях НЛВД (до
1968 г.) оно достигало 8—9 В за 1 тыс. ч горения и являлось одной из при-
чин, ограничивающих продолжительность горения. Исследование вопроса
показало, что основной причиной, вызывавшей рост t/Дт), являлась убыль
натрия, при этом падало давление паров натрия и росло давление паров
ртути (при /хол == const), что приводило к росту градиента потенциала и ил.
О падении давления паров натрия свидетельствовало постепенное уменьше-
ние уширения .D-линий и ширины зоны самообращения ДХрез.
Убыль натрия может быть вызвана химическими реакциями с кислородом
и другими веществами, например с недостаточно стойкими эмиттерами, меж-
кристаллическими примесями в поликристаллическом оксиде алюминия, при-
месями в стеклоцементе и, наконец, с самим оксидом алюминия и стеклоце-
ментом. Протекающие при этом химические реакции весьма разнообразны и
зависят от конкретных условий.
В неправильно сконструированной лампе убыль натрия может происхо-
дить в результате образования N2O-11A12O3 или алюмината натрия NaAlOj
с выпадением в обоих случаях металлического Al: Na+2/3Al2034±NaA102+
-1-1/ЗА1. Поскольку эти реакции обратимые, для предотвращения убыли нат-
рия лампы следует конструировать так, чтобы равновесное давление паров
«атрия над алюминатом натрия NaAlO2 было больше равновесного давления
Рис. 18.8. Толщина пленки налета на
внутренней стейке внешней колбы
в зависимости от температуры кера-
мики при различном времени экс-
плуатации:
Т
О — область толщин, вызывающих за-
метное на глаз потемнение; 7 — 10 тыс. ч;
2 — 3 тыс. ч; 3 — 1 тыс. ч (но данным Хан-
немана)
Рис. 18.9. Давление насыщенных па-
ров натрия над NaAlO2 и над амаль-
гамой натрия различного состава в
зависимости от 1/Т и Z, °C
натрия над амальгамой. Тогда реакция образования NaAlO2 не будет идти
(рис. 18.9).
В (18.10] предполагается, что убыль натрия происходит из-за его диффу-
зии через поликристаллическую оболочку по граням зерен.
В современных НЛВД за счет конструктивно-технологиче-
ских усовершенствований удалось снизить рост Дл(т) до 1—2 В
за 1 тыс. ч. К числу наиболее важных усовершенствований надо
отнести оптимизацию теплового режима разрядной трубки, при-
менение геттера, улучшение конструкции электродов и примене-
ние более стойкого к распылению эмиттера, улучшение состава
стеклоцементов и кристаллической структуры керамики за счет
применения более качественных материалов и усовершенствова-
ния технологии и др.
В настоящее время некоторые авторы считают, что этот рост
1]л (т) связан не столько с убылью натрия, сколько с постепен-
ным потемнением приэлектродных участков разрядной трубки
от оседания продуктов распыления электродов и эмиттера. По-
темнение приводит к увеличению поглощения излучения элек-
тродов, росту температуры и повышению вследствие этого дав-
ления паров натрия и ртути.
Электроды по конструкции аналогичны электродам ртутных
ламп ВД (подробнее см. в гл. 9).
18.4. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ ЗАВИСИМОСТИ СВЕТОВОЙ ОТДАЧИ
И ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК РТУТНО-НАТРИЕВОГО РАЗРЯДА
ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ ОТ УСЛОВИЙ РАЗРЯДА
Световая отдача столба ц^ст и градиент потенциала Е явля-
ются сложными функциями условий разряда, к которым для
ртутно-натриевых ламп ВД относятся /, dit pNa, Piig, рхе и Ттр.
В принципе зависимости цуст и Е от этих параметров разряда
могут быть получены теоретически из решения уравнения балан-
са энергии столба. Однако при решении этого уравнения для
ртутно-натриевого разряда ВД до сих пор для количественного
совпадения расчетов с экспериментом в расчет приходится вво-
дить ряд корректирующих коэффициентов, находимых из срав-
нения эксперимента с расчетом (см. § 18.8). Поэтому важность
экспериментального определения т]Рст и Е от условий разряда
не потеряла своего значения.
В экспериментах большей частью в качестве независимых
параметров, однозначно определяющих р^а и png, принимают
состав амальгамы цна и температуру холодной зоны Тхол, по-
скольку эги параметры удобнее контролировать и регулировать.
Следует подчеркнуть далее, что экспериментально довольно
трудно осуществлять изменение только одного отдельно взятого
параметра, сохраняя остальные неизменными. Так, например,
при изменении Тхол и постоянных значениях цка, di и I одновре-
менно изменяются рна, PHg и Ттр; при изменении d\ и постоянных
значениях цка, ТХОл, / меняется Т1Ри т. д. Только в 80-х годах
для проверки теории были осуществлены специальные экспери-
ментальные исследования, позволившие выяснить влияние от-
дельных параметров на тц/ст (см. § 18.8).
Первые систематические экспериментальные зависимости
световой отдачи от давления паров натрия при различных токах
были получены К. Шмидтом для чисто натриевого разряда с до-
бавкой ксенона [18.3]. В дальнейшем в ряде работ были экспе-
риментально исследованы оптические и электрические характе-
ристики ртутно-натриевого разряда (обзор см. в [18.4, 18.11]).
Однако из опубликованных работ не удавалось получить полный
набор количественных зависимостей для основных удельных
характеристик ртутно-натриевого разряда ВД, необходимых для
построения инженерных методов расчета ламп. В целях получе-
ния требуемых данных во ВНИСИ в 1971—1974 гг. были прове-
дены эксперименты по определению tjvct, Е и ДХ в зависимости
от состава и температуры амальгамы натрия при различных
силах тока [18.12]. Ниже приведена часть полученных резуль-
татов. Подробнее см. в [18.11].
Методика эксперимента. Эксперименты проводились на об-
разцах разрядных трубок, изготовленных из керамических тру-
бок типа «поликор», герметизированных с торцов ниобиевыми
двухступенчатыми колпачками на стеклоцементе (см.
рис. 18.7,а). Лампы имели два штенгеля: один короткий, другой
длинный. Разрядные трубки имели внешний диаметр 9—9,2 мм,
внутренний 7,4 мм, общую длину ПО мм и межэлектродное рас-
стояние 75—89 мм.
Обследовались образцы ламп с исходным содержанием атом-
ных долей натрия в амальгаме 100; 93,5; 87,5; 78 и 69,5%.
Холодная зона фиксировалась в длинном штенгеле. С этой
целью он погружался в индиевую «баню», температура которой
могла регулироваться и поддерживаться на требуемом уровне
при помощи специального нагревателя. Температура «холодной
точки» контролировалась при помощи термопары, покрытой сло-
ем алунда и прикрепленной к штенгелю. Верхний, короткий
штенгель дополнительно утеплялся так, чтобы его температура
во всем диапазоне измерений была выше, чем у длинного штен-
геля.
Исследуемая разрядная трубка с устройством для термоста-
тирования, регулирования и измерения температуры холодной
зоны помещалась внутрь стеклянной разборной колбы, которая
вакуумировалась до давлений, не превышающих 0,1 Па (10-3 мм
рт. ст.). Часть измерений проводилась при наполнении колбы
аргоном. Схема установки показана на рис. 18.10.
Для каждого образца с заданным составом амальгамы сни-
мались зависимости напряжения на лампе 17л, силы света и кон-
тура резонансных линий натрия от температуры холодной зоны
при фиксированной силе тока. Вся серия разрядных трубок бы-
ла обследована в диапазоне температур холодной зоны от 300
до 800 °C при силах тока 3, 4, 5 и 6 А.
Градиент потенциала столба определялся из измерений по
формуле £=((/л—17а.к)// при 17а.к~5 В. Световая отдача стол-
ба в относительных единицах определялась из измерений силы
света по формуле
Зависимость световой отдачи столба. На рис. 18.11,а пред-
ставлена в качестве примера зависимость т]рст в относительных
единицах от /ХОл Для нескольких сил тока при атомном содер-
жании цма=82,5% и 6^ = 7,4 мм. Как видно из рисунка, т^ст
имеет максимум от /хол и возрастает с ростом тока. Положение
максимума для токов от 3 до 6 А соот-
ветствует температурам холодной зоны
от 680 до 630 °C, причем с ростом тока
температура холодной зоны, соответст-
вующая максимуму т]у ст, несколько па-
дает.
Аналогичный характер имеют кривые
т]у ст и для других обследованных значе-
ний y,Na- Наибольшее значение tjvct на-
блюдается для цма — около 0,7—0,75.
Рис. 18.10. Схематический вид экспериментальной
установки для поддержания и регулирования тем-
пературы «холодной» зоны натриевой лампы вы-
сокого давления:
1 — съемная колба из термостойкого стекла; 2 — утепли-
тель; 3 — натриевая лампа ВД: 4 — индиевая баия; 5 —
электрический нагреватель; 6 — термопара
Рис. 18.11. Зависимость световой отдачи столба
натриево-ртутного разряда ВД в зависимости от
Аол при различных значениях тока и составе
амальгамы с атомным содержанием p,Na=82,5 %,
rfi=7,4 мм (а) и от Цна (б)
При изменении p,Na в пределах от 0,6 до 0,85 значение макси-
мальной световой отдачи падает на 5—7% (рис. 18.11,6).
С увеличением силы тока световая отдача растет, но эта за-
висимость ранее была обследована в довольно узком диапазоне
токов. Нами экспериментально исследована зависимость т]уст
в более широком диапазоне изменения 1 [18.13]. Зависимость
Фу от I измерялась методом кратковременных перегрузок по
току. Время перегрузки выбиралось достаточно малым с тем,
чтобы за это время Тхол и тепловой режим конструктивных узлов
разрядной трубки не успевали заметно измениться. С другой
стороны, оно было достаточным для того, чтобы в разряде успе-
вал установиться новый режим по току. Исходя из этих сообра-
жений, время перегрузок было выбрано 1—3 с. В целях обеспе-
чения постоянства Ткол длинный штенгель разрядной трубки
помещался в термостатирующую ванну, а температура штенге-
ля контролировалась при помощи термопары (эксперименталь-
ная установка описана в этом параграфе выше). Было обследо-
вано несколько образцов стандартных разрядных трубок от ламп
мощностью 400 Вт при нескольких фиксированных значениях
Т’хол, близких к оптимуму цусг. На основе этих измерений была
рассчитана в относительных единицах зависимость т]уст от / при
7\ол=const по формуле
Т] У ст^3 Ст)7у / (Рл kjilUа.к) ,
где сч — коэффициент пропорциональности; t/a.K=5 В; Лл=0,9.
На рис. 18.12 приведены полученные этим методом относитель-
ные значения т]уст от I. Видно, что увеличение силы тока свыше
8 А для трубок с внутренним диаметром 7,4 мм с точки зрения
повышения световой отдачи неэффективно.
Можно полагать, что и для других диаметров трубки на-
блюдается аналогичный характер зависимости, но с максиму-
мом при других значениях.
Градиент потенциала столба Е. На рис. 18.13 дана усреднен-
ная зависимость Е от /хол при 1=3 А и =7,4 мм для различ-
ных составов амальгамы натрия, полученная путем обработки
•большого числа измерений. Аналогичный характер имеют кри-
вые и для других сил тока.
Градиент потенциала в зависимости от основных параметров
может быть представлен следующей упрощенной эмпирической
формулой, полученной на основе обработки результатов измере-
ний [18.11—18.15]:
у-о-а'тЧВ/см, (18.1)
где уна — атомная доля натрия в амальгаме; /ХОл — температура
холодной зоны, °C; / — сила тока, А. Формула дает значение Е
110
100
90
80
70
0 2 4 S 8 10 12 14 16 18 I, A
Рис. 18.12. Зависимость световой
отдачи натриево-ртутной лампы
ВД от силы тока при оптималь-
ном /хол (di=7,4 мм)
Рис. 18.13. Зависимость градиен-
та потенциала в столбе натриево-
ртутного разряда ВД от Аол при
нескольких составах амальгамы
в атомных долях (Z=3 A, di=
=7,4 мм)
С ТОЧНОСТЬЮ ДО ±10% при
изменении от 0,6 до 1,
/хол от 550 до 800 °C, / от 2
до 8 А и di от 0,4 до 1,0 см.
Показатели степени при
jlNa и (хол округлены для
удобства использования фор-
мулы при инженерных рас-
четах.
Обращает на себя вни-
мание сильная зависимость
Е от y,Na и весьма резкая
400 500 600
700 800 tWJ1°C
зависимость от /Хол, связанная с тем, что натриевые
лампы работают в условиях насыщенных паров натрия и
ртути. Это заставляет при конструировании и эксплуатации
ламп предъявлять повышенные требования к поддержанию по-
стоянства теплового режима холодной зоны и составу амальга-
мы натрия (см. § 18.9, 18.10).
Зависимость световой отдачи НЛВД от Р1ст и Т^р, а также
от d\ и I была теоретически и экспериментально исследована
в работах Денбига, Джонса и Мотрама [18.15]. Теоретическая
Рис. 18.14. Световая отдача столба натриево-ртутного разряда ВД в зависи-
мости от температуры трубки при нескольких удельных мощностях (я) и от
МОЩНОСТИ При /кер=1460 К (б):
сплошные линии — эксперимент, штриховые линии — расчеты авторов [18.15], пунктир-
ные линии—данные Д. Уэймуса и Е. Винера [18.51; J— Р1СТ—59,63 Вт/см; 2 —
47,75 Вт/см; 3 — 35,88 Вт/см
часть работ кратко изложена в § 18.8. Здесь приведем резуль-
таты их экспериментальных исследований.
Схема экспериментальной установки, использованной авто-
рами, близка к изображенной на рис. 18.10.
Эксперименты по проверке зависимости т]уСт от Picr и Тгр
[18.15] проводились на разрядной трубке из ПОА с di=7,4 мм
и 1=80 мм. Резервуар содержал амальгаму постоянного состава
0,74Na+0,26Hg (атомные доли) в количестве 800 мг. Постоянст-
во температуры амальгамы на уровне 700°С±2°С поддержива-
лось при помощи индиевой бани. Изменение и поддержание
температуры стенки при изменении PiCT обеспечивались путем
наполнения внешнего баллона инертными газами с различной
теплопроводностью — азотом и аргоном. Кроме того, для увели-
чения 7тр при измерениях на мощности 400 Вт на разрядную
трубку надевался цилиндр из прозрачного кварцевого стекла,
а при измерениях на мощности 300 Вт надевались три цилинд-
ра. Верхний конец трубки утеплялся небольшим нагревателем.
Температура трубки измерялась «яркостным» методом (см.
§ 7.4 и [18.22]). На рис. 18.14 представлены результаты расче-
тов и экспериментов.
В исследованном диапазоне изменения Р^т и Tvp световая
отдача растет с ростом Р1ст при 7тР=const и с ростом 7тр при
^icT—const. По данным экспериментов скорость роста tj^ct
Рис. 18.15. Зависимость световой отдачи столба натриево-ртутного разряда
ВД от диаметра трубки при нескольких силах тока (а) и температуры тоубки
от тока для нескольких диаметров (б):
состав амальгамы — 0,686 атом, долей Na; <ХОЛ=700±14 °C
в обследованном диапазоне оказалась равной 3,5±0,3% на
1 Вт/мм и 3,75±0,15% на 100 К роста 7тр.
Эксперименты по проверке зависимости цуст от ch и I [18.15]
проводились на той же экспериментальной установке. Но в этом
случае разрядная трубка имела три участка с различными внут-
ренними диаметрами: 7,4; 5,7 и 4 мм соответственно длиной 28,
31 и 37 мм. Амальгама постоянного состава 0,686 атомных долей
в количестве 800 мг поддерживалась при постоянной температу-
ре 700+14°C при помощи индиевой бани. Внешний баллон про-
дувался азотом. Световые потоки с каждого участка трубки
разного диаметра рассчитывались по измеряемым силам света.
Все измерения проводились при токах 3, 4 и 5А. Удельные мощ-
ности на каждой ступени определялись путем умножения изме-
ренной силы тока и кл на значение Е, полученное из расчета мо-
дели (см. § 18.8). Температура трубки измерялась «яркостным»
методом (см. § 7.4 и [18.22]).
На рис. 18.15,а, построенном по данным [18.15], представле-
на зависимость ст от di для нескольких значений тока, а на
рис. 18.15,6—зависимость Т?,р от / для нескольких диаметров
трубки. Видно, что с ростом di при /=const т]гст имеет макси-
мум. С ростом тока т]уст растет и положение максимума слабо
смещается в сторону больших диаметров.
Анодно-катодное падение потенциала. Измерением, проведен-
ным П. Денбигом на образцах ламп в сапфировых оболочках
с 1= 15 мм и с семью различными типами электродов, было уста-
новлено, что t/a.K практически не зависит от конструкции элект-
родов и силы тока (1—4,5 А) и составляет для активированных
электродов 4+1 В, а для чисто вольфрамовых 8+1 В (библио-
графию см. в [18.4]). Обратим внимание, что в НЛВД Ua.K при-
мерно в 3 раза меньше, чем в ртутных, а следовательно, меньше
и анодно-катодные потери мощности.
18.5. ДАВЛЕНИЕ ПАРОВ НАТРИЯ И РТУТИ В ЗАВИСИМОСТИ
ОТ СОСТАВА АМАЛЬГАМЫ И ЕЕ ТЕМПЕРАТУРЫ
На рис. 18.16 приведены зависимости давления паров натрия
и ртути при разных температурах от состава амальгамы, по-
строенные по расчетным данным работы Хираямы и др. [18.9].
Из рис. 18.16 прежде всего видно, что упругости паров над
амальгамой значительно меньше, чем над чистыми веществами,
при одинаковых температурах. При постоянной температуре
уменьшение содержания натрия в амальгаме сопровождается
снижением давления паров натрия и повышением давления па-
ров ртути. Парциальные давления натрия и ртути над амальга-
мой данного состава в зависимости от ее температуры оказыва-
ются столь же резкими, как и для насыщающих паров над чисты-
ми натрием и ртутью. Поэтому характеристики НЛВД весьма
чувствительны к температуре «холодной» зоны.
Сравнение приведенных данных с более ранними расчетами
X. Акутцу [18.6] показывает, что прежние результаты давали
завышенное в несколько раз давление паров ртути, например
при у,ыа=0,7 и /ам=700°С по [18.6] рнЕ~267 кПа. Для р^а ре-
зультаты почти совпадают.
В [18.9] приведены также расчетные данные о парциальных
давлениях димера натрия. Оно растет с ростом p,Na и taM. Так,
при jTNa=0,9pNa2 равно при 500 °C 27, а при 700 °C 1330 Па; при
ць.а=0,61 соответственно 0 и 290 Па. В стандартных НЛВД оно
составляет менее 10% от рка и может не учитываться. В НЛВД
с повышенными температурой амальгамы и содержанием натрия
присутствие димера натрия в значительных количествах у сте-
нок трубки может вызвать дополнительную абсорбцию излуче-
ния в области 550—600 нм.
Экспериментальное определение парциальных давлений па-
ров натрия и ртути над амальгамой в НЛВД проводилось раз-
личными методами, в том числе по профилю самообращенных
резонансных линий ртути 253,7 нм и натрия 589 нм (см., напри-
мер, [18.16]). Расчеты излучения Д-линий натрия показывают,
что разность длин волн между максимумом синего крыла Д-ли-
ний и центром линии 589 нм ДА,Син при прочих равных условиях
[di и Т(г) постоянны] пропорциональна pNa и практически не
зависит от pHs, в то время как ДА/КраСн зависит как от р^а, так и
от Pug [18.12]. Таким образом, измерение ДХсип может служить
методом оценки pNa. Для экспериментального определения pHg
пока нет достаточно простого и надежного метода.
В разрядных трубках постоянного диаметра значение ДХ.Син
может служить удобным критерием правильности дозировки и
Рис. 18.16. Давления паров натрия и ртути над амальгамой в зависимости
от состава амальгамы при разных температурах амальгамы (построено по дан-
ным [18.9])
теплового режима амальгамы, поскольку позволяет определять
область pNa, соответствующую максимуму световой отдачи.
Подчеркнем, что рыа и рнв зависят не только от состава
амальгамы в холодном состоянии и ее температуры, но также и
от ее количества (см. § 18.9).
18.6. БАЛАНС МОЩНОСТИ НАТРИЕВЫХ ЛАМП ВЫСОКОГО
ДАВЛЕНИЯ И ОПРЕДЕЛЕНИЕ ДОЛИ ТЕПЛОВЫХ ПОТЕРЬ
Баланс НЛВД исследовался рядом авторов, в том числе и
автором книги с сотрудниками [4.12]. Ниже приведены наиболее
достоверные данные, полученные Джеком и Коэдамом [4.13]
для НЛВД с /д=8,2 см в разрядной трубке из ПОА при мощ-
ности 400 Вт, и зависимость суммарного излучения разряда от
подводимой мощности, а также данные Д. Вармби [18.17] для
НЛВД с /д=8 см в трубках из монокристаллического оксида
алюминия — синтетического сапфира (МОА) di = 7,4 мм при
мощностях 300, 400, 500 и 600 Вт.
В общем данные довольно хорошо совпадают между собой,
хотя Д. Вармби нашел заметно больше ИК-излучения. Видимое
излучение ламп в трубке из МОА примерно на 3% выше, чем
ламп в трубках из ПОА. (К этому вопросу вернемся в § 18.14.)
В [18.18] приведены абсолютные мощности излучения всех
наиболее интенсивных линий натрия, измеренные эксперимен-
тально.
Для определения теплового режима и размеров разрядной
трубки необходимо знать долю тепловых потерь по отношению
к мощности столба или лампы в целом. Эта величина была опре-
делена из экспериментальных данных о зависимости выходяще-
го суммарного излучения разряда от удельной мощности столба
Pict [4.12]. Выходящее излучение разряда отделялось от общего
излучения лампы методом выключения разряда (см. § 7.4). Из-
мерения проводились на образцах НЛВД номинальной мощно-
сти 400 Вт различных конструкций производства СССР, ЧССР,
ВНР, ФРГ, Англии, США. Внешний диаметр разрядных трубок
из ПОА равнялся 8,9—9,2 мм, а расстояние между электродами
80—87 мм. Мощность ламп при измерениях менялась в преде-
лах от 200 до 500 Вт. Удельная мощность суммарного излучения
рассчитывалась по измеренной открытым термостолбиком силе
Таблица 18.2
Составляющие баланса, % ПОА* Трубка из МОА2
400 Вт 300 Вт 400 Вт 500 Вт 600 Вт
Электроды 6 7,6 5,8 5,0 4,3
Видимое излучение 29,5 26 30,3 33,3 35,0
ИК-линии 14,6 20,6 19,6 21,0
ИК-континуум / ZV 2,2 4,0 4,4 4,8
УФ-излучение 0,5 0,5 0,5 0,5 0,5
Тепловое излучение 6,2 4,8 5,1 3,0
трубки 850—2500 нм | 44,5
Не измеренная часть 42,5 34,0 32,0 29,3
’ По данным [4.131.
2 По данным [18.17].
излучения и предположении, что Ф1 «9,8/1, справедливость ко-
торого была проверена путем сравнения силы света со световым
потоком в фотометрическом шаре. Значение Ua.K было принято
равным 5 В.
Полученные экспериментальные результаты могут быть пред-
ставлены формулой [18.11]
Ф12 « 0,65 (Лет—8,3). (18.2)
Ошибка в определении Ф^ не превышает ±6%.
Эти данные практически совпадают с нашими прежними из-
мерениями [4.12], а также с данными Джека и Коэдама [4.13].
Проведенный нами пересчет их данных от всей лампы в целом
к единице длины столба (см. § 16.2) дал Ф]2«0,69 (Р1Ст—7,9).
Из (18.2) легко получить значение суммарного КПД вышед-
шего излучения разряда г]ст и flCT:
-г]ст=ФиУЛст ~ 0,65—5,4/Pict (18.3)
и
дСт= 1—Ois/T51Ст« 0,35+5,4/ Р 1ст. (18.4)
По данным Д. Вармбри мы рассчитали зависимость суммар-
ного излучения НЛВД в сапфировой разрядной трубке от под-
водимой мощности. Расчет дал
Ф12« 0,78 (Лет—12,2). (18.5)
Откуда
т]ст«0,78—9,5/Лст (18.6)
и
йст«0,22+9,5/Р1ст. (18.7)
Обращает на себя внимание более высокий выход общего
излучения (тЭф=0,78 вместо 0,65—0,69 для трубок из ПО А),
что связано со значительно меньшим коэффициентом отражения
и более высокой прозрачностью трубок из МОА (см. § 18.14).
Удельные тепловые потери в разряде оказались несколько выше,
чем по нашим данным.
Анализ литературных данных, а также процессов в разряде
приводит к заключению, что зависимость Фц от РСт в довольно
широких пределах изменения di (проверена от 6 до 14 мм) и
давлений натрия вблизи оптимальной световой отдачи остается
неизменной. Соответственно остается неизменной и зависимость
для цСт, что может быть использовано в инженерных расчетах.
18.7. ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ПЛАЗМЫ НАТРИЕВОГО
РАЗРЯДА ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ
Наличие ЛТР и распределение температуры по сечению раз-
ряда. Большинство экспериментальных и теоретических опреде-
лений температуры натриевого разряда ВД относится к разря-
Рис. 18.17. Измеренные и рассчитан-
ное распределение температуры по
радиусу в столбе натриевого разря-
да ВД при Р1ст=35 Вт/см, di=
=7,6 мм, 7=5,3 A, p(Na)=l,7-104 Па:
А— по интенсивности рекомбинационного
континуума при 350 нм; ф — по методу
Бартельса из самообращенного дублета
568,3/8,8 нм: О — по абсолютной интенсив-
ности линии 475,2 нм; — • — — расчет
[18.16]
Рис. 18.18. Зависимости Те от pNa,
Pict и di при рхе=2,67 кПа:
a —di=7.6 мм. Na 15 мг; б — di=7,6 мм,
Na 15 мг, Hg 40 мг; в — Р1ст—42 Вт/см,
Na 15 мг, Hg 40 мг; —О--------значения,
определенные по проводимости;---------
то же по излучению
дам с pNa=6,7-=-50 кПа в трубках с di от 6 до 14 мм и токами
от 2 до 8 А. Они проводились, исходя из предположения о суще-
ствовании ЛТР. Несмотря на различие методов измерения, боль-
шинство авторов дает для осевой температуры близкие значе-
ния, лежащие в зависимости от условий разряда в пределах от
3800 до 4600 К- Распределение температуры по сечению близко
к параболическому (рис. 18.17).
На основании сопоставления результатов определения Т (0)
по электропроводности и по излучению в литературе утвержда-
ется, что условия существования ЛТР выполняются при
^6,7 кПа. При исследовании радиального распределения Те и
Тг в ртутно-натриевом разряде при pNa~33,3 кПа было показа-
но, что в областях значений р=г/гтр от 0 до 0,7 Те~Тг, а по
мере приближения к стенке колбы разность между Те и Тг воз-
растает, достигая у стенки нескольких сот градусов Кельвина
(см. [18.4, 18.16]).
По-видимому, для большинства расчетов можно считать, что
в канале рассматриваемого натриевого разряда ВД существует
состояние, близкое к ЛТР, и только вблизи стенок колбы оно
нарушается.
На рис. 18.18 показаны зависимости Те от pNa, Pict и dlt по-
лученные X. Акутцу из расчетов проводимости и по измерению
излучения. Как и следовало ожидать, Те падает с ростом pNa и
di и растет с ростом Р[Ст и рнв-
Большинство измерений температуры разряда проводилось
на переменном токе и давало усредненные по периоду значения.
Однако оценки Де Гроота (см. [18.4]) показали, что разница
между измерениями на постоянном и переменном токе меньше
ошибок измерения. Измерения Т(0) в течение периода при ра-
боте на переменном токе показали, что она изменяется прибли-
зительно от 3100 до 4200 К.
Возбуждение и ионизация. Пользуясь уравнениями Больцма-
на и Саха (см. § 4.2), легко показать, что в ртутно-натриевом
разряде ВД возбуждаются и ионизуются в основном атомы нат-
рия, а ртуть и ксенон играют роль буфера, уменьшающего под-
вижность электронов и теплопроводность смеси.
Удельная электропроводность плазмы в смеси Na — Hg, как
показывают расчеты, определяется в значительной мере натри-
ем. Обратим внимание, что численные значения ое сильно зави-
сят от выбранных в расчете значений эффективных сечений q*er.
Поэтому данные различных авторов по ое могут отличаться в не-
сколько раз. Для приведения расчетов в соответствие с экспери-
ментом приходится вводить постоянные поправочные множите-
ли, значения которых зависят от метода расчета.
Теплопроводность смеси паров Na — Hg — Хе. Трудность
строгого расчета состоит в определении длины свободного про-
бега атомов каждого из компонентов в смеси. Поэтому числен-
ные значения разных авторов могут заметно отличаться. Из
рис. 18.19 видно, насколько снижается к при введении в пары
Na менее теплопроводных паров Hg; аналогично влияет на я
введение Хе [18.11].
Отметим, что при температурах 4000 К и больше заметную
роль начинает играть электронная теплопроводность и ее сле-
дует учитывать при точных расчетах.
Излучение НЛВД. Как уже указывалось выше, главной осо-
бенностью разрядов ВД в парах натрия и других щелочных ме-
таллов в довольно широкой области высоких давлений является
высокий выход резонансного излучения через крылья сильно
бенностью разрядов ВД в парах натрия и других щелочных ме-
к столбу мощности.
Рис. 18.19. Зависимость тепло-
проводности паров Na, Hg и
смеси Na+Hg при разных со-
отношениях парциальных дав-
лении PHg/Pb’a
Рис. 18.20. Изменение формы
«красного» крыла D-линий и
уменьшение мощности излуче-
ния в области 480—540 нм с
ростом давления ртути. Ато-
марное содержание ртути в
амальгаме:
--------23%; -------38%;
....—65% [18.6]
В настоящее время все исходят из предположения, что уши-
рение и самообращение ZJ-линий натрия определяется резонанс-
ным взаимодействием атомов натрия. Согласно теории при резо-
нансном уширении контур спектральной линии описывается дис-
персионной кривой, симметричной относительно центра линии.
Полуширина линии пропорциональна концентрации возмущаю-
щих атомов, т. е. давлению паров натрия (см. § 2.4). Такое
предположение хорошо согласуется с экспериментом вблизи
центра линии для чисто натриевого разряда. Однако в далекой
части «красноо» крыла эксперимент дает более высокие значе-
ния, чем расчет. Асимметрия увеличивается при повышении р^а,
вероятно, за сччет образования квазимолекул натрия.
Влияние ртути на излучение. Ранее указывалось, что добав-
ление паров ртути вызывает асимметричное уширение «красно-
го» крыла jD-линий и сдвиг его максимума в длинноволновую
сторону. Ути эффекты растут с увеличением парциального дав-
ления паров ртути. Предполагаются два механизма такого влия-
ния ртути. Д. Уэймус [18.18] считает, что форма «красного»
крыла определяется тройными соударениями возбужденных ато-
мов натрия с двумя атомами ртути, в результате которых обра-
зуются эксимеры NaHg*, излучающие в длинноволновую сторо-
ну от 589,6 нм. Акутцу [18.6] предполагает, что форма «красного»
крыла определяется взаимодействием сил типа ван-дер-ва-
альсовых между атомами натрия и ртути (см. § 2.5). Теорети-
ческие оценки не дают возможности пока решить этот вопрос,
так как при соответствующем подборе констант расчеты по обо-
им механизмам дают приемлемое согласие с экспериментом.
По-видимому, потребуется проведение специальных исследова-
ний.
При значительном увеличении давления паров ртути и нат-
рия наблюдаются изменения формы длинноволнового крыла —
повышается излучение в области 655 и 672 нм, а длинноволно-
вой край крыла довольно резко обрывается при длинах волн
больше 680 нм; появляются и другие изменения в спектре —
уменьшается мощность излучения в сине-зеленой части спектра
от 480 до 540 нм и короче 470 нм (рис. 18.20). Эти изменения
свидетельствуют о том, что при достаточно больших давлениях
ртути и натрия заметную роль в излучении начинают играть
квазимолекулы Na—Hg и Na2 [18.6].
При расчетах излучения нерезонансных линий, оканчиваю-
щихся на резонансных уровнях, хорошие результаты дает пред-
положение о штарковском уширении верхних уровней и учете
резонансного уширения нижних — резонансных.
Учет более тонких процессов в спектре излучения натриевого
разряда ВД в зависимости от условий разряда подробнее см.,
например, в [18.6].
18.8. ТЕОРЕТИЧЕСКИЙ АНАЛИЗ ХАРАКТЕРИСТИК СТОЛБА НАТРИЕВЫХ
ЛАМП ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ И СРАВНЕНИЕ С ЭКСПЕРИМЕНТОМ
Большинство экспериментальных исследований характери-
стик НЛВД страдало тем недостатком, что не удавалось выяс-
нить роль отдельно взятых независимых параметров на харак-
теристики, поскольку, как правило, при изменении одного из них
одновременно изменялись и другие. Постановка же специальных
экспериментов, чтобы избежать этого, была достаточно сложным
делом. В этих условиях особое значение приобретал метод мате-
матического моделирования. Нет необходимости также доказы-
вать важность хорошей теории столба, пригодной для инженер-
ных расчетов НЛВД.
Полуэмпирическая математическая модель столба ртутно-
натриевого разряда ВД, пригодная для быстрого анализа влия-
ния отдельно взятых независимых параметров на характеристи-
ки столба и для расчета ламп, была предложена Д. Уэймусом
в 1977 г. [18.18]. Несмотря на очень упрощенный характер и не-
совершенство модели, эта работа отчетливо продемонстрировала
важное значение теории для оценки и прогнозирования путей
совершенствования НЛВД. Дальнейший анализ, выполненный
в [18.5] на базе этой модели, подсказал принципиально новые
пути совершенствования НЛВД и инициировал проведение спе-
циальных экспериментальных и теоретических исследований, на-
правленных на проверку и уточнение выводов теории и совер-
шенствование модели столба.
Элементарная модель столба ртутно-натриевого разряда ВД
и ее проверка. Предложенная Д. Уэймусом [18.18] модель осно-
вана, как Обычно, на решении уравнения баланса однородного
столба цилиндрической формы единичной длины. В балансе
принимается, что выделяющаяся в столбе электрическая энер-
гия теряется путем классической теплопроводности и излучения
натрия. В целях упрощения расчетов была принята двухступен-
чатая модель распределения температуры с ТЭф в 1-й зоне и ТтР
во 2-й (см. § 4.10). Одним из наиболее существенных моментов,
позволивших выполнить расчет, явилось полностью эмпириче-
ское определение эффективного радиуса канала /?Эф=/:Гтр в за-
висимости от основных условий разряда. Зависимость f была
определена чисто эмпирически на основе математической обра-
ботки данных, полученных на серии экспериментальных ламп
в сапфировых оболочках с различными комбинациями Pict, dx,
Рыа и др. Оказалось, что
f = | ..IPict/(10A*chH)1/2]-4 (18.8)
где di, см; Р1СТ, Вт/см; ДХсин — сдвиг максимума синего крыла
jD-линии 589 нм по отношению к центру линии в нм; А, В и С —
константы, зависящие от рода наполняющего газа, соответствен-
но равные для Хе 133,3; 0,605 и —0,25 и для Ne 85,7; 0,55 и 0,125.
Мощность излучения ZJ-линий рассчитывалась по спектраль-
ной плотности энергетической яркости для луча, перпендикуляр-
ного оси разряда и проходящего через центр разряда, которая
затем превращалась в спектральную плотность потока излуче-
ния с единицы длины столба, путем умножения на л (закон
Ламберта) и длину окружности трубки:
®1D(V) frjl -е“й1 (v’^pje-Vv’(I-n\ (18.9)
где Пв/По — отношение концентрации возбужденных до резонанс-
ного уровня атомов натрия к нормальным при Тэф; /?i(v) и
^n(v) —спектральные коэффициенты поглощения частоты v со-
ответственно в I и II температурных зонах.
Общая мощность выходящего излучения полосы /?-линий
с единицы длины столба находилась путем интегрирования
Oid(v) по всем частотам от Х=540 до 720 нм.
Для расчетов была составлена программа. По данным авто-
ра, если задавать непосредственно значения рыа, рнЕ, Тэф и Ттр,
для расчета выходных характеристик (/, £7Л, Рл, Фщ, Фи и др.}
требуется всего 5—10 с. Расчет требуемых значений pNa, при ко-
тором получается заданное значение АХсин, pHg, при котором
получается заданное значение С/л, и Тзф, заданное Pict, занима-
ет при некотором навыке менее 5 мин.
Удобство такой упрощенной модели для инженерных оценок,
несмотря на множество допущений и подгоночных коэффициен-
тов, очевидно. Однако возникает вопрос, как далеко можно про-
водить на этой модели экстраполяции?
Согласно расчетам в [18.5] были получены следующие ре-
зультаты.
1. Световая отдача должна расти с ростом Ттр при постоян-
ных значениях dt и Тэф. Прирост т]уст при 7\р=1400 К должен
составлять около 11% на 100 К- Прирост происходит в основном
за счет уменьшения плотности паров натрия у стенки и умень-
шения вследствие этого поглощения в полосе /)-линий.
2. Зависимость световой отдачи столба от Pict должна иметь
максимум при постоянных di и Ттр. Качественно появление мак-
симума объясняется тем, что с ростом Р1ст растет Т^ф, а следо-
вательно, падает доля видимого излучения в общем излучении,
в то же время, поскольку общее излучение растет с ростом Pict
много быстрее роста тепловых потерь, г]уСг растет. В результате
tjvct является произведением падающей и возрастающей от Pict
функций, которое в принципе может иметь экстремум. По их
расчетам при изменении di от 7 до 20 мм и постоянной Ттр=
= 1500 К положение максимума должно приходиться на PiCT от
24 до 29 Вт/см так, что в стандартных НЛВД, имеющих Pict—
=45 Вт/см, должен наблюдаться спад ц^ст с ростом Р]ст при
постоянной Ттр- В обычных опытах Др растет с ростом Pict, и
поэтому этот вывод требовал проверки в специальных экспери-
ментах.
3. Световая отдача должна расти с ростом di при постоян-
ной ТтР и выборе для каждого di оптимального значения р^а,
при котором ДХсин—З-т-4 нм, а АХОбщ=8—10 нм. Качественное
объяснение таково: для обеспечения постоянства АХ и формы
полосы Р-линий согласно’законам подобия (см. § 4.8) необхо-
димо, чтобы pNa^lI/2 = COnst. При постоянной Тэф удельная мощ-
ность суммарного излучения Фи пропорциональна db в то вре-
мя как Л1тепл практически не зависит от <%. Поэтому
(Фи/Дтепл~ d^, и, стало быть, цv ст должна расти с ростом di.
Этот вывод является принципиально новым и возникает во-
прос: почему же НЛВД делают в узких разрядных трубках?
Очевидно, причина заключена в температуре тру ки. Увеличе-
ние di и снижение Pict, необходимые согласно расчетам для
повышения г]уст при 7’TP=const, фактически приводят к сниже-
нию ГТр, что ведет к снижению т]уСт. Окончательный эффект оп-
тимального соотношения этих параметров определялся до этого
чисто эмпирически, и никто не давал себе отчета в том, что эта
оптимизация является результатом вынужденного компромисса
между упомянутыми выше конкурирующими факторами.
В целях проверки полученных расчетных результатов авто-
рами [18.5] был проведен эксперимент на специально созданной
установке, позволявшей независимо контролировать и поддер-
живать в экспериментальной лампе pNa, Ттр и Pict, что не уда-
валось сделать при обычных экспериментах. Экспериментальная
лампа представляла собой разрядную трубку из ПОА общей
длиной 190 мм с d2= 14 мм, запаянную по оси откачанной квар-
цевой трубки с внутренним диаметром 20 мм. Лампа помеща-
лась в специальную печь, состоящую из пяти зон и позволяв-
шую поддерживать кварцевую трубку при негорящей лампе при
температуре 800±25 К по всей длине. При горящей лампе тем-
пература кварца достигала 1100 К.
Для оптических измерений печь имела продольную щель ши-
риной 20 мм, т. е. несколько больше диаметра разрядной трубки
d2=14 мм. Во время измерений экспериментальная лампа вра-
щалась вокруг своей оси со скоростью 30 об/мин. Ниобиевый
штенгель, служащий резервуаром амальгамы, находился за пре-
делами печи и мог нагреваться независимо при помощи ИК-из-
лучения, сфокусированного на штенгеле от двух ламп накалива-
ния. Температура разрядной трубки измерялась по яркости
излучения в центре ZJ-линий после выключения разряда, которая
экстраполировалась к моменту выключения (см. § 18.10).
Эксперименты показали, что при Гтр=const оптимальная
tjvct получалась при pNa, соответствующем ДХОбщ=7 нм. При
оптимальном pNa nvmax достигалась при Т’тр=1460 К и Рл=
=400 Вт (c?i = 11 мм, /д= 15 см) и была равна 157 лм/Вт, т. е.
на 26% превышала rjv л стандартной НЛВД мощностью 400 Вт
(б/1==7,4 мм, /д=8,5 см). Экспериментально был также под-
твержден рост г]уст с ростом Ттр при постоянной мощности
400 Вт и t/i = ll мм.
В целях практической реализации полученных результатов
были изготовлены и испытаны образцы НЛВД в керамических
трубках из оксида иттрия У20з, излучательная способность кото-
рых может быть значительно меньше, чем у трубок из ПОА.
Благодаря этому можно было использовать трубки большего ди-
аметра при той же Ттр (^1400 К). На рис. 18.21 показаны спек-
тральные коэффициенты пропускания керамики из У20з и А120з.
По данным [18.5] е(У20з) при 1500 К может быть меньше 0,1,
в то время как е(А120з) при этой температуре, по мнению авто-
Рис. 18.21. Спектральные коэффи-
циенты пропускания керамики из
Д120з и Y2O3. Штриховой линией по-
казана кривая излучения черного те-
ла при Т=1500 К [18.5]
ров, около 0,2. По измерениям е отечественной ПОА при 1400 К
равна 0,3 [4.12].
В табл. 18.3 приведены сравнительные данные НЛВД в труб-
ках из Y2O3 и ПОА, заимствованные из [18.5].
Как видно из таблицы, экспериментальные лампы в керами-
ческих трубках из Y2O3 при больших диаметрах и меньших
удельных электрических нагрузках имели более высокую свето-
вую отдачу, чем стандартные лампы той же мощности. Значи-
тельные различия в Ттр у ламп мощностью 50 и 400 Вт затруд-
няют количественную оценку прироста г]уСт.
Во всяком случае качественные выводы теории были под-
тверждены. Вопрос практической реализации таких ламп зави-
сит от проверки их надежности и от экономики из-за более вы-
сокой стоимости трубок из поликристаллического оксида иттрия
(ПОИ).
Более строгая модель столба и ее проверка. В работах Ден-
бига, Джонса и Моттрама теоретически и экспериментально бы-
ла исследована зависимость световой отдачи при постоянном
составе и температуре амальгамы от ДСт и Гтр и от di и I
[18.15].
Модель столба была составлена и решена более строго, чем
у Д. Уэймуса. Уравнение баланса для единичной длины беско-
Таблица 18.3
Параметр Мощность лампы, Вт
50 150 400
Материал трубки
АЦО. y2o8 AI2O3 y20, A12O, y2O,
Внутренний диаметр труб- ки, мм Длина дуги, мм Температура стенки, К Световая отдача, лм/Вт Процент увеличения 4,77 30,8 1273 68 4,77 30,8 1383 79 16 5,87 40,2 1423 100 8,0 49,8 1393 111 II 7,32 84 1473 125 12,1 101,2 1363 132 6
Удельная мощ- ность, Вт/См Температура стенки. К Температура на оси, К Сила тока, А Градиент потен- циала, В/см
35,88 1300 4468 4,11 8,72
35,88 1500 4454 4,14 8,68
35,88 1700 4436 4,16 8,63
47,75 1300 4645 5,58 8,56
47,75 1500 4631 5,60 8,52
47,75 1700 4616 5,63 8,48
59,59 1300 4808 7,04 8,47
59,59 * 1500 4795 7,06 8,44
59,59 1700 4780 7,09 8,40
нечно длинного столба с цилиндрической симметрией определе-
но в следующем виде (см. § 4.5):
uE2dV= (div Ризл+div FT)dV.
Принимается, что состав плазмы в каждой точке объема разря-
да является однозначной функцией локальной температуры и
что ртуть и ксенон не возбуждаются и не ионизуются.
В целях упрощения расчетов и сокращения машинного вре-
мени используется полуэмпирическая методика расчета РИЗл(г),
разработанная Джонсом и Моттрамом [4.10].
Вычисления выполнены для линий 568, 589, 818 и 1139 нм,
в которых сосредоточено около 95% общей мощности излучения;
излучение ПК-континуума ввиду его малости в расчет не при-
нималось.
При расчете подвижности электронов (для определения ое)
средняя длина свободного пробега рассчитывается с учетом со-
ударений электронов как с нейтральными атомами, так и с за-
ряженными частицами.
При расчете теплопроводности кроме классической учитыва-
ется теплопроводность, связанная с ионизацией и диссоциацией
Теплопроводность смеси рассчитывается по строгому методу, из-
ложенному в книге Гиршфельдера и др. [4.6].
Расчет характеристик столба от Аст и Ттр выполнен для де-
вяти вариантов: трех значений Р1СТ, равных 34,89; 47,75 и
59,59 Вт/.см и трех Утр—1300, 1500 и 1700 К Для каждой. Эти
значения Р]Ст соответствуют мощностям 300, 400 и 500 Вт для
лампы с pHg=:10,7 кПа, ^=7,4 мм и {7а.к=4 В при pNa=
=8 кПа, рне=43 кПа и рабочем давлении ксенона 23 кПа.
Давления паров натрия и ртути при выбранном составе амаль-
Таблица 18.4
Баланс энергии столба, % Световая отдача столба, лм/Вт
589 нм 818 нм 1139 нм Тепловые потери
31,8 13,8 7,4 47,0 154,7
33,0 13,9 7,5 45,6 162,7
34,3 14,0 7,6 44,1 170,8
32,8 15,3 7,6 44,3 159,2
33,9 15,4 7,6 43,2 166,4
35,0 15,4 7,7 41,9 173,5
33,3 16,4 7,6 42,7 162,5
34,2 16,5 7,7 41,7 169,2
35,1 16,5 7,7 40,6 175,7
гамы и 7Хол=973 К рассчитаны по данным [18.9]. В табл. 18.4
приведены результаты расчетов [18.15].
Согласно этим расчетам г]УСт должна расти с ростом Р1СТ со
скоростью от 1,1 до 2,3% на 1 Вт/мм. Эксперименты, проведен-
ные на установке, аналогичной описанной в § 18.4, также пока-
зали рост -qv ст с ростом Pict (см. рис. 18.14). Таким образом,
предсказания Д. Уэймуса и Ф. Винера [18.5] о падении »]vct
с ростом Pict в данном диапазоне не подтвердились. Что касает-
ся роста т]у ст с ростом d\ при 7\P=const и с ростом Ттр при
c?i=const, то эти выводы подтвердились как расчетами, так и
экспериментально (см. § 18.4, 18.8 и рис. 18.14, 18.15).
В заключение необходимо отметить, что при достаточно кор-
ректном расчете теория столба дает правильный ход зависимо-
стей, но в ряде случаев довольно заметно отличающийся коли-
чественно от результатов эксперимента, в силу чего в расчеты
приходится вводить корректирующие коэффициенты, определяе-
мые экспериментально.
18.9. ОСНОВЫ РАСЧЕТА РАЗРЯДНОЙ ТРУБКИ НАТРИЕВЫХ ЛАМП
ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ
Общий метод и его особенности применительно к НЛВД.
Расчет осветительных разрядных ламп на заданную мощность
и напряжение питания заключается в определении конструктив-
но-технологических параметров разрядной колбы, электродов и
наполнения, которые при работе лампы в стандартной сети
с соответствующим ПРА обеспечивают заданный электрический
режим при наибольшей возможной световой отдаче, сроке служ-
бы и стабильности параметров.
Выполнение подобных расчетов целесообразно проводить,
используя принципы, изложенные в гл. 6. Ниже ограничимся
рассмотрением примера подобного расчета стандартных НЛВД.
имеющих определенную конструкцию МКУ и содержащих ксе-
нон при рХол=2,67 кПа (20 мм рт. ст.).
Наличие паяного металлокерамического узла (МКУ) и при-
менение материала трубки со значительно большим температур-
ным коэффициентом расширения, особенной температурной за-
висимостью теплопроводности и меньшей механической прочно-
стью по сравнению с кварцевым стеклом требуют обязательного
проведения дополнительных расчетов на термомеханическую
прочность при определении толщины стенки разрядной трубки и
размеров МКУ-
Работа лампы в условиях насыщающих паров натрия и рту-
ти над амальгамой потребовала введения в рассмотрение допол-
нительных параметров — состава и температуры амальгамы.
При этом в отличие от ртутных ламп ВД температура амальга-
мы очень резко влияет на рабочее давление паров как натрия,
так и ртути, вызывая резкие изменения практически всех харак-
теристик разряда. В этих условиях исключительно важное зна-
чение приобретает обеспечение и поддержание теплового режи-
ма холодной зоны разрядной трубки, определяющего температу-
ру амальгамы. Особенность задачи заключается еще в том, что
тепловой режим холодной зоны неоднозначно связан с тепловым
режимом средней части оболочки и в значительной степени
определяется конструкцией МКУ и холодной зоны.
Согласно принципам расчета, изложенным в гл. 6, для опре-
деления условий разряда, обеспечивающих получение требуемых
световых, электрических и других характеристик столба, необ-
ходимо перейти к удельным параметрам столба, которые явля-
ются однозначными характеристиками условий разряда. При
этом имеем восемь величин и параметров: I, Е, т]уСг, di, 6, риа,
Рн§, Ттр, которые связаны следующими четырьмя соотноше-
ниями:
т]ист=А)(Д di, pNa, png, Утр); (18.10)
Е=[е(1, d\, pNa, pHg, Ттр); (18.11)
«стkJE = екер (Т) О0 (Т4тр - Тк*) к (d, + 28); (18.12)
6=М<7ть dr), (18.13)
где Т1;— температура внешней колбы, К.
Уравнение теплового баланса (18.12) для определенности
записано для случая работы разрядной трубки в вакуумирован-
ной внешней колбе. При работе в других условиях оно должно
быть соответствующим образом изменено.
Значения аст, екер(Т’), и Тк считаем известными. Толщина
стенки разрядной трубки б определяется из условия термиче-
ской и механической прочности по формулам гл. 7 (результаты
см. ниже). В стандартных НЛВД ввиду малости давления ксе-
нон не оказывает заметного влияния на характеристики и может
не учитываться.
Для того чтобы найти условия разряда, обеспечивающие
максимально возможную световую отдачу и определенный элек-
трический режим, необходимо, чтобы t]vct и Е были известными
функциями этих пяти независимых параметров разряда.
Поскольку практически довольно трудно определить р^а и
Png, Для инженерных целей в качестве независимых параметров,
однозначно определяющих рш и png, целесообразно принимать
состав амальгамы p,Na и температуру холодной зоны Тхол, так
как эти параметры удобнее контролировать и регулировать. Та-
ким образом, для определения шести величин — I, dlt juia, Тхол,
Ттр и Е — получаем уравнения:
(t]v wax—At]v) PNa, ТХОЛ» Тт₽); (18.14)
E=fE(I, du HNa, тхол, Ттр) (18.15)
и уравнение теплового баланса (18.12).
Очевидно, для однозначного определения всех шести величин
необходимо задать три из них, при этом необходимо учитывать
желательные направления и допустимые пределы изменения
каждой из них.
Расчет вариантов разрядной трубки на заданную мощность
удобнее вести, задавшись ил и определив силу тока 1—Рл1клил,
где &л=0,85-4-0,9. После этого ищутся условия разряда, обеспе-
чивающие получение наибольшей возможной световой отдачи
столба в зависимости от di, цыа, Тхол и Ттр, причем только две
из них могут задаваться независимо в допустимых пределах их
изменения [18.13, 18.14].
Выбор оптимального соотношения ил и I ламп заданной
мощности, работающих от сети заданного напряжения Uc, опре-
деляется рядом противоречивых критериев [18.13]. Для повыше-
ния световой отдачи лампы необходимо уменьшать долю около-
электродных и концевых потерь и повышать t]vct. В НЛВД {7а.к
и Д/ф — поправку на длину, учитывающую спад яркости у кон-
цов трубки —можно считать в первом приближении постоянны-
ми. Поэтому для уменьшения доли околоэлектродных и конце-
вых потерь надо стремиться к увеличению Ел и lCB. С точки зре-
ния повышения т]уст, как видно из рис. 18.11, следует
увеличивать силу тока, но это ведет к уменьшению ил при
заданном Uc. В результате увеличивается доля околоэлектрод-
ных потерь, растут габариты и потери в ПРА. Поэтому опти-
мальное соотношение / и Д заданной мощности должно прово-
диться с учетом всех факторов путем расчета и последующей
оценки различных вариантов.
Максимальное напряжение на лампе при работе в стандарт-
ной сети переменного тока с обычным дросселем ограничено ус-
ловиями ее стабильного горения без пауз тока в течение всего
срока службы. Для этого необходимо, чтобы выполнялось соот-
ношение (см. гл. 5 и [5.8])
UcJ^V ("2/4) + (С7пз/{/л.ср)2
(18.16)
Проведенный нами анализ осциллограмм напряжения боль-
шого количества НЛВД разных фирм показал, что (С/Пз/Пл.ср) «
«1,8, что заметно превышает величины, полученные для ртут-
ных и металлогалогенных ламп ВД. Это связано с большей ско-
ростью деионизации из-за меньших диаметров трубок и боль-
шей подвижности электронов.
Кроме того, при расчете начального 17л.н необходимо учиты-
вать рост напряжения на лампе в процессе горения. На основе
опытных данных примем, что напряжение на лампе после т ча-
сов горения [18.14]
Плт«17л.н( 14-0,01т),
где т — время горения, тысячи часов. Тогда начальное напря-
жение на лампе
------2----- 0,9(7с
("2/4)4-(1,8)2 (14-0,011) (18.17)
Так, например, при (7с=220 В и т=15 тыс. ч получим
0,9-220^100 В.
л’н 1,15
Обратим внимание, что у стандартных НЛВД значение
Пл.н приходится выбирать существенно меньше, чем у ртутных
ламп ВД. Поэтому силы тока НЛВД при одинаковой мощно*
сти оказываются соответственно больше.
Выбор условий разряда, обеспечивающих получение наи-
большей возможной световой отдачи столба. Учитывая недоста-
точную точность и сложность расчетного определения зависи-
мостей t]vcT от условий разряда, выбор необходимых условий
разряда проводим по экспериментально полученным зависимо-
стям. При этом надо иметь в виду, во-первых, то, что многие
экспериментальные зависимости получены в условиях, при ко-
торых изменение одного из параметров влечет за собой измене-
ние и других, и, во-вторых, то, что обследованный диапазон из-
менения отдельных параметров не охватывает всей области.
Поэтому расчеты достаточно надежно можно вести в пределах
обследованной области изменения параметров.
Рис. 18.22. Область оптимальных
значении /хол (а) и di (б) в зави-
симости от силы тока (см. рис.
18.11,а); Цна=0,686 атомных до-
лей; /хол=700 °C ±14 °C (см.
рис. 18.15,о)
Рис. 18.23. График для выбора
конструктивно-технологических па-
раметров разрядной трубки нат-
риевой лампы высокого давления
Пользуясь полученными экспериментальными зависимостями
Т)Ист ОТ /хол, I и pNa при dt = 7,4 мм (см. § 18.4), находим /ХОл,
соответствующее r]vmax при заданном токе. Поскольку в районе
максимума в довольно широкой области изменения /хол (около
±40°C) т]ист снижается не более чем на 5%, значение /хол
можно выбирать в этих пределах. На рис. 18.22,а приведена
область /хол, оптимальных по световой отдаче в зависимости от
силы тока, построенная в результате обработки серии получен-
ных нами экспериментальных зависимостей (см. рис. 18.11,а).
Зависимость т]уСт от pNa при постоянных d\, I и Дол имеет
также довольно пологий максимумам, рис. 18.11,6). Наиболь-
шие значения Т]уст соответствуют циа=0,7 атомных долей, но и
в диапазоне изменения pNa от 0,6 до 0,8 атомных долей сниже-
ние т]у ст составляет 5%, так что с точки зрения оптимальной
световой отдачи вполне допустимо использовать амальгамы с
содержанием натрия в этих пределах.
На рис. 18.22,6 приведены построенные нами по данным
РИС. 18.15,0 ЗНачеНИЯ d}, СООТВеТСТВуЮЩИе r\vmax И 97% f\Vmax,
в зависимости от тока, которые могут использоваться для вы-
бора значений di при заданном токе.
Минимальное значение dt min определяется из условия, что-
бы при заданном токе dimin был, по крайней мере, на 2—3 мм
больше диаметра электрода d3J[, который тоже зависит от I.
(Расчет d3n см. в гл. 9.)
Таким образом, при заданной силе тока, исходя из условия
получения г]у ст, близкого к частному максимуму, выбираются
Области Дол+АДол, P-NaiAp, C?iztArfi.
Учет теплового режима и связанных с ним ограничений.
Тепловой режим разрядной трубки определяется уравнением
теплового баланса, которое связывает между собой dz, Ттр и
Pict- В стандартных НЛВД разрядная трубка заключена во
внешнюю вакуумированную колбу, поверхность которой много
больше поверхности разрядной трубки. Поэтому отсутствуют
тепловые потери через газ и можно считать, что еприв~еКер
(см. § 7.3).
Подставляя найденные нами значения аст (см. § 18.6) и
екер(Т) для ПОА (см. § 7.4) в уравнение теплового баланса,
получаем
0,35Р1ст + 5,4 ~ еПОА (Г) о0 (Т<р - Тк*) vds. (18.18)
Еще раз напомним, что это соотношение остается справедливым
в достаточно широком диапазоне изменения d2, и pHg.
На рис. 18.23 приведена зависимость d2 от PiCT для несколь-
ких значений Ттр, лежащих между минимальным и максималь-
но допустимым значениями.
Допустимые пределы изменения Ттр определяются с нижней
стороны условием, чтобы ТтРтш было больше Дол, так как на-
грев концов у ламп ВД меньше, чем середины трубки (см.
§ 7.3). Для предварительных расчетов можно принимать
Ттр min^7хол+100. Условия обеспечения необходимого теплово-
го режима холодной зоны рассмотрены специально в § 18.10.
Верхний предел Ттр определяется скоростью испарения керами-
ки, которая, оседая на внутренней стенке внешней колбы, вы-
зывает ее почернение. Для работы НЛВД в трубках из ПОА в
течение 20 тыс. ч без заметного почернения внешней колбы
Ттр^1450 К (см. § 18.3). Для трубок из МОА это значение не-
сколько выше [18.8].
Метод расчета 6 дан ниже. Для предварительных расчетов
ламп с 8^с?2^12 мм можно принимать 6=0,074-0,08 см; для
маломощных ламп с ^2 = 54-6 мм 6 «0,5 см.
При известных значениях I и d2 по рис. 18.23 легко найти
Гтр в зависимости от Лет (прямая ab). Таким образом, задача
сводится к выбору оптимального значения с учетом того,
что Е является известной функцией 1, d\, pNa, Лол (см. § 18.4).
Значение Лет лимитируется через Е заданным током и выбран-
ными пределами изменения di, pNa и Тхол. Чтобы определить
эти пределы, подставим выражение Е через параметры [см.
(18.1)] в формулу для Р1СТ«
P^kJE ъ Мб/0’8 PNa (WlOCOfdr0’3 (18.19)
и рассчитаем значения Лет в найденном диапазоне изменения
[iNa, txon и di. В формулах (18.1) и (18.19) tXOJI выражено в °C.
Наглядно и удобно решать задачу графически. Для этого, как
показано на рис. 18.23, строим зависимость Лет Для заданного
тока и оптимальных значений Дол и d2 от pNa в диапазоне от
0,6 до 0,85 атом, долей (кривая pNa) и находим допустимые пре-
делы Лет- Заштрихованная на рис. 18.23 область определяет
допустимые пределы изменения Лет и d2, определяемые тепло-
вым режимом разрядной трубки и условиями получения опти-
мальной световой отдачи. С точки зрения получения наиболь-
шей световой отдачи столба следует выбирать максимально воз-
можное значение PiCT, увеличивать Ттр и d2. Окончательный вы-
бор может быть сделан на основе сопоставления вариантов
лампы в целом с учетом концевых потерь и конструктивно-тех-
нологических соображений.
Определение I производится по формуле
Z= (Дл.н—Да.к)/£« (Дл.н—5)/£. (18.20)
Требуемое по расчету значение Е находим из формулы
Е^2 ЛстУkjiE
Значение отношения //Л должно лежать в пределах от 5 до
50. Нижний предел определяется требованием снижения доли
околоэлектродных потерь, а верхний — условиями зажигания
разряда от стандартного ЗУ [18.14].
Выбор параметров амальгамы натрия [18-14]. Область воз-
можных значений состава амальгамы цыа и ее рабочей темпе-
ратуры Лол определяется условиями получения наибольшей
световой отдачи столба, с одной стороны, и требованием обес-
печения заданного градиента потенциала — с другой. Посколь-
ку ст в области максимума менее чувствительна к изменениям
gNa и Тхол, чем Е, при уточненном определении цка и Тхол ос-
новным критерием обычно является Е. Сначала уточняется ве-
личина Тхол и оцениваются возможности ее обеспечения в выб-
ранной конструкции разрядной трубки и лампы, а затем по фор-
муле (18.1) для Е определяется p,Na.
Значение Е определяется в значительной степени парциаль-
ным давлением паров ртути. Поэтому в лампах, где не могут
быть получены достаточно высокие температуры холодной зо-
ны, необходимо использовать амальгамы с повышенным содер-
жанием ртути (более низкие значения p,Na). Это относится в
первую очередь к маломощным лампам, лампам в трубках боль-
шого диаметра и с уменьшенной температурой оболочки.
Количество вводимой амальгамы [18.19]. Для НЛВД, ра-
ботающих в условиях насыщающих паров над жидкой фазой,
оно должно выбираться из условий: 1) обеспечения наличия
жидкой фазы амальгамы в рабочем режиме лампы и практи-
ческой неизменности ее состава в течение всего срока службы
и 2) неизменности состава амальгамы в «холодном» (при вве-
дении) и «горячем» (при работе лампы) состояниях. Во время
работы НЛВД часть амальгамы натрия переходит в парообраз-
ное состояние, при этом, если общая масса амальгамы, вводи-
мой в лампу, сравнима с массами ртути и натрия, находящи-
мися в газообразном состоянии, при работе лампы происходит
заметное изменение состава неиспарившейся части амальгамы и
соответственно давления паров натрия pNa и ртути рне. В ре-
зультате характеристики лампы могут существенно отличаться
от расчетных.
Для того чтобы определить фактический состав неиспарившейся части
амальгамы и соответствующие значения рма и рне, надо из исходных масс
ртути и натрия вычесть массы натрия и ртути, находящиеся в парообразном
состоянии. Расчеты показывают (см. пример расчета ниже), что масса паро-
образного натрия mNa, v намного меньше вводимой массы натрия mNa, 0, и
поэтому с приемлемой для практики точностью достаточно учесть изменение
состава амальгамы только за счет испарения ртути mHg, г- Тогда фактическая
атомная доля ртути в амальгаме при работе лампы будет
~________(wHg,o~fflHg,v)/MHg_____ , (18 21)
Hg’ < (mHg,0— mHg,v) /^Hg+ (mMa.O /^Na)
где mug, o, mNa, о — соответственно массы ртути и натрия в амальгаме в хо-
лодном состоянии; mug, v — масса ртути, находящейся в парообразном со-
стоянии при работе ламп; Мце, Л4на— молекулярные массы соответственно
ртути и натрия.
После преобразовании, учитывая, что
АРнц 7,5-10 epHg
P'Hg.O mHg,o
|Лка | р.нЕ=1, получаем
(18.22)
(! — HHg.t)’
где mug, о — масса вводимой ртути на единицу объема, мг/см3; Д,|Лне=
= (p,Hg, о—P-Hg, t) — изменение атомной доли ртути в амальгаме при работе
лампы, ₽Hg, Па.
Формула (18.22) дает изменение состава амальгамы в зависимости от
удельного по объему вводимого количества ртути mHg, о, температуры амаль-
гамы /аы и ее состава. Более подробно см. в [18.19].
Толщина стенки керамической трубки б должна обеспечи-
вать вакуумную плотность, механическую и термическую проч-
ность при максимально высоком коэффициенте светопропуска-
ния. На рис. 18.24 приведены результаты расчетов на термиче-
скую прочность, выполненные по формулам § 7.7 [18.11]. Кри-
вая допустимой удельной мощности 01ДОп=/(б/г2) построена
для с»доп~4-103 Н/см2, соответствующему 3-кратному запасу
прочности ПОА на разрыв. По этой кривой при известном зна-
чении Qi легко определить область допустимых значений (21ДОП,
обеспечивающих термическую прочность: (б/г2) =CQi = QiAon-
С точки зрения увеличения светопропускания б также следует
брать поменьше. Наоборот, с точки зрения вакуумной плотно-
сти и чисто механической прочности б не должно быть меньше
некоторого значения. При окончательном выборе б необходимо
иметь в виду, что в реальных лампах может возникать превы-
шение Qi и, следовательно, 7тр по сравнению с расчетным за
счет потемнения колбы, особенно в районе электродов, и по
другим причинам, что приводит к снижению запаса термической
прочности. Положение усугубляется еще тем, что при /тр>
.>1000 °C прочность керамики
Окончательный выбор б дела-
ется с учетом конструктивных
соображений и технологиче-
ских возможностей, но не бо-
лее (б/г2)=С1доп.
Рис. 18.24. Зависимость приведенных
осевых o-rz/Qi и тангенциальных
Ото/Qi напряжений и допустимой теп-
ловой нагрузки Quon от относитель-
ной толщины стенки керамической
трубки 6/г2
резко снижается (см. [7.1, 7.3]).
18.10. температурный режим разрядной трубки и ее
холодной зоны
В НЛВД для получения оптимальных характеристик необхо-
димо одновременно обеспечить заданную температуру разряд-
ной трубки и температуру холодной зоны, при этом поддержа-
ние температуры холодной зоны является не менее важной за-
дачей, поскольку от ее решения зависят все электрические, све-
товые и тепловые характеристики лампы. Холодная зона, в ко-
торой конденсируется жидкая фаза амальгамы натрия, находится
в наиболее удаленных от дуги заэлектродных участках раз-
рядной трубки. В лампах штенгельной конструкции таким ме-
стом является самый дальний участок более длинного откачно-
го штенгеля, в лампах бесштенгельной конструкции — заэлект-
родная зона вблизи места спая трубки с керамической за-
глушкой.
Расчет температурного поля разрядной трубки. Для оценки
влияния различных факторов на температуру холодной зоны
важное значение имеет теоретическое рассмотрение вопроса.
Тепловой режим холодной зоны может быть определен путем
решения уравнения теплового баланса для этой зоны. Нагрев
разрядной трубки в этой зоне происходит за счет тепла, посту-
пающего от нагретых электродов и по стенке от центральных,
более горячих частей трубки. Охлаждение происходит путем
лучеиспускания с поверхности разрядной трубки, заглушки и
штенгеля, а также теплоотвода через токопровод. В качестве
первого приближения, позволяющего выявить влияние различ-
ных факторов на температуру холодной зоны, удобен метод, из-
ложенный в §7.2 [7.6]. В этом случае функцию нагрева разряд-
ной трубки q(x) можно принять в виде трапеции (рис. 18.25).
Как показало сопоставление расчетов с экспериментом, такое
распределение удовлетворительно описывает температурное по-
ле в концевой зоне и в то же время удобно для расчетов. Зна-
чение д0 в зоне столба определяется из теплового баланса
столба. Распределение в зоне электродов находится из условия
С1ЭЬ Ра.к/?о-
На рис. 18.26 представлены некоторые результаты расчетов
температуры холодной зоны горелки маломощной НЛВД, вы-
полненных по методу § 7.2 [18.11]. В расчетах определялось
влияние длины заэлектродной зоны а, длины штенгеля /шт, его
диаметра с?шт и излучательной способности (ниобия) емь на
температуру в двух узловых точках горелки х—а и х—1 (см.
рис. 18.25), которые определяют температуру амальгамы. В рас-
четах были приняты следующие исходные данные: Р„=70 Вт;
dK=4,7 мм; бк=0,5 мм; 2Ь = 36 мм; сэ=22,3 мм; Pict—
= 18,5 Вт/см; Ра.к=5 Вт; сСт=0,64. Параметры штенгеля и
длины заэлектродной части (а—аэ) варьировались. Был рас-
Рис 18.25. Распределение функции нагрева q по длине разрядной трубки
НЛВД
смотрен также вариант бесштенгельной конструкции горелки с
проволочным вводом.
Анализ полученных результатов показывает, что для мало-
мощных ламп решающее влияние на температуру холодной зо-
ны горелки и, следовательно, амальгамы оказывает длина за-
электродного участка колбы, в которой мощность практически
не выделяется, а тепловые потери значительны (см. рис. 18.25).
Для принятых исходных данных снижение температуры в точ-
ках а и I происходит на 50—60 °C при увеличении длины за-
электродной зоны на 1 мм. Влияние параметров штенгеля ме-
нее значительно: увеличение U с 8 до 14 мм вызывает сниже-
ние t(l) на 45—50°С, увеличение eNb с 0,12 до 0,25 — на 54 °C.
Диаметр штенгеля сказывается очень незначительно, точно так
же, как диаметр и длина стержневого ввода.
Влияние различных факторов на температуру холодной зо-
ны. В реальных лампах на распределение температуры в при-
электродной и заэлектродной областях оказывает существенное
влияние почернение концов трубки из-за распыления материала
электродов. Значительная часть мощности отводится от штен-
геля через подводку. Оценочные расчеты показывают, напри-
мер, что у НЛВД мощностью 400 Вт с ниобиевым колпачком и
штенгелем через подводку отводится около 50% мощности, те-
ряемой колпачком и штенгелем. Это необходимо учитывать,
особенно в лампах софитного исполнения [18.11, 18.20].
Рис. 18.26. Зависимость температуры в точках а и I (см. рис. 18.25) от длины
разрядной трубки (а) и длины штенгеля (б)
В лампах большой и средней мощности необходимая темпе-
ратура холодной зоны легко может быть обеспечена благода-
ря достаточно большой мощности, выделяющейся в столбе и на
электродах. Главное внимание должно быть уделено фиксиро-
ванному положению электродов по отношению к торцу разряд-
ной трубки и длине штенгеля. Некоторое завышение (хол мож-
но ликвидировать в условиях производства, увеличивая емь,
скажем, путем матирования поверхности штенгеля.
В лампах малой мощности обеспечение требуемого значения
/хол становится более трудной задачей. В этих условиях наибо-
лее критичным является уменьшение длины заэлектродной ча-
сти и длины штенгеля. Легче обеспечить (хол в лампах бесштен-
гельной конструкции. В тех случаях, когда все же не удается
обеспечить требуемый тепловой режим холодной зоны, следует
применять теплоотражающие экраны, надеваемые на приэлект-
родные участки трубки, или идти на уменьшение содержания
натрия в амальгаме.
Для маломощных ламп со штенгелем в литературе предла-
гаются и более хитроумные способы, увеличивающие приток
тепла к холодному концу. Например, предлагается применить
металлическую трубку, один конец которой соединен с элект-
родом, а другой погружен в амальгаму. Конечно, в лампах ма-
лой мощности для обеспечения требуемого температурного
режима горелки наиболее радикальным способом является изме-
нение формы разрядной колбы и конструкции вводов, обеспе-
чивающее больший приток тепла от центральных частей к кон-
цам и меньшие тепловые потери концов (см., например,
[18.7]). Недавно в Японии была предложена именно такая кон-
струкция маломощной НЛВД (см. рис. 18.40) [18.6].
Теплоотражающие экраны представляют собой полоски ме-
талла с более низким е, по сравнению с керамикой, которые
Рис. 18.27. Увеличение температу-
ры штенгеля в зависимости от ши-
рины экрана из ниобиевой жести
надеваются в виде цилиндриков на приэлектродные участки
разрядной трубки. Такие экраны являются довольно эффектив-
ным средством повышения температуры холодной зоны. Повы-
шение температуры тем больше, чем меньше еЭКр и больше его
длина. Поскольку экраны делаются обычно из ниобиевой жести,
е оказывается заданным и температуру можно регулировать в
основном длиной.
Прирост температуры можно рассчитать или измерить экс-
периментально. На рис. 18.27 представлены экспериментально
измеренные значения А/шт от 1экр для стандартных горелок с
d2=8,9 мм при Рл=250 и 400 Вт [18.11]. Эксперименты про-
водились на универсальной установке со съемной внешней кол-
бой (см. [18.21]). Применение экранов наиболее рационально в
лампах мощностью 250 Вт, которые из соображений унифика-
ции иногда делаются в трубках того же диаметра, что и лампы
400 Вт, и поэтому имеют пониженную температуру трубки.
Влияние внешней колбы на тепловой режим НЛВД опреде-
ляется из теплового баланса с учетом конкретных условий (см.
гл. 7).
Экспериментальное определение температурного поля горе-
лок НЛВД [18.21]. Расчетное определение поля температур
выполняется обычно с рядом упрощений и допущений. Поэтому
наряду с расчетами необходимы и экспериментальные опреде-
ления. На рис. 18.28 представлены результаты эксперименталь-
ного определения температурного поля разрядной трубки стан-
дартной НЛВД мощностью 400 Вт в зависимости от мощности
разряда. Длина керамической трубки 100 мм, d2 = 9 мм, бКер=
= 0,75, /д=75 мм. Измерения проводились на универсальной
установке со съемной внешней колбой на шлифе при помощи
хромель-алюмелевой термопары диаметром 0,2 мм с раскатан-
ным в виде ленточки местом спая, охватывающим разрядную
трубку с натяжением (см. § 7.4). Размеры и форма внешней
колбы соответствовали стандартным для ламп 400 Вт.
Ошибка измерений на керамической трубке оценивается в
20—30 °C преимущественно в сторону занижения.
Сравнение данных [18.21] с наиболее надежными измере-
ниями Рикмана [18.22], выполненными по методу измерения
Рис. 18.28. Распределение температуры по длине горелки НЛВД мощностью
400 Вт при различных мощностях разряда
яркости D-линий натрия после выключения разряда и экстра-
полированию к моменту выключения, показало, что наши дан-
ные при одинаковых значениях Р1СТ оказываются на 20—30 °C
ниже.
Измерения показали, что положение горения не оказывает
влияния на температуру в средней части керамической трубки.
Температура «холодной точки» — более длинный штенгель —
при его расположении внизу была на 4—6 °C ниже, чем вверху.
Температура штенгеля меняется практически линейно по его
длине с градиентом 5—7°С/мм. Значения температуры в цент-
ре разрядной трубки и на конце штенгеля изменяются в иссле-
дованном диапазоне пропорционально мощности, причем рост в
центре происходит примерно в 4 раза быстрее, чем на штенгеле.
Расчетное распределение температуры по методу, изложен-
ному в § 7.2 [7.6], находится в хорошем согласии с экспери-
ментом.
18.11. ВЛИЯНИЕ РАЗБРОСА КОНСТРУКТИВНО-ТЕХНОЛОГИЧЕСКИХ
ПАРАМЕТРОВ НА ХАРАКТЕРИСТИКИ ЛАМП
В процессе производства ламп существует определенный
разброс конструктивных и технологических параметров (КТП)
разрядных трубок, который вызывает разброс характеристик
ламп. Для эксплуатации наиболее существенными являются на-
(18.24)
пряжение на лампе, мощность и световой поток. Доличествен-
ные оценки возможных изменений этих характеристик ламп при
их производстве можно провести, воспользовавшись методом
поправок (см. § 6.1) и полученной нами эмпирической форму-
лой для градиента потенциала (18.1). Из этой формулы
^ = ^Ст + ^а.к^5О|л-^^-у/-о^/ст^-о^ + £/а.к. (18.23)
Взяв логарифмическую производную и перейдя к конечным
приращениям, получим
Д1Д о А|Л‘Ха 1 4 ХОЛ Q 2 । Д^ст q 25 Д^1
£/л ЙЪ1а ^хол ^ст
Эта формула позволяет количественно оценивать влияние раз-
броса конструктивно-технологических параметров pNa, tX0J!, 1Ст,
di на ил и обратно, определить допуски на параметры, обеспе-
чивающие разброс напряжения в заданных пределах. Особенно
большой вклад дает изменение tхол, затем следует и
Д/ст. Разброс по диаметру di можно не учитывать, так как в ус-
ловиях производства di выдерживается с большой точностью.
Посмотрим, каковы реальные величины разброса отдельных
параметров на примере лампы мощностью 400 Вт.
1. Измерения txon у большого числа реальных ламп при по-
стоянной мощности 400 Вт показали, что разброс tXD„ дости-
гает ±30°C, что составляет около 5% и соответственно дает
разброс Д£7л=±20 В (при Дл.ном=100 В). Поэтому в услови-
ях производства особенно важно следить за обеспечением по-
стоянства ^хол за счет строгого соблюдения геометрии электрод-
ного узла, штенгеля и монтажа, а также излучательной способ-
ности поверхности штенгеля (см. выше).
2. Во-первых, разброс по составу амальгамы определяется
технологией приготовления амальгамы и ее введения. Для того
чтобы технологический разброс по цка был, например, не более
3%, а в лампе мощностью 400 Вт с общим количеством амаль-
гам G=25 мг и p.Na ном=0,75, необходимо обеспечить содержа-
ние компонентов со следующей точностью: G(Hg) = 18,5 мг±
±1 мг, G (Na) =6,5 мг±1 мг. При введении Nа и Hg в виде гото-
вой амальгамы в эти допуски вполне можно уложиться. Однако
при раздельном введении в лампу Na и Hg разброс может зна-
чительно превышать указанные значения, особенно при малых
количествах вводимых веществ. Во-вторых, состав амальгамы
изменяется во время работы лампы по сравнению с составом
амальгамы при комнатной температуре за счет заметного испа-
рения ртути [см. § 18.9]. Для того чтобы состав амальгамы в
рабочем режиме отличался от исходного не более чем на 3%,
необходимо обеспечить удельную дозировку амальгамы не ме-
нее 5,8 мг/см3 [18.19].
3. Реальный разброс Д/ст при нормально налаженном про-
изводстве составляет не более 3%.
Световая отдача значительно менее чувствительна к изме-
нению КТП. Так, при изменении /Хол на +40 °C или рка от 0,6
до 0,8 световая отдача уменьшается всего на 5% по сравнению
с максимальным значением (см. § 18.4).
Изменения мощности на лампе за счет разброса КТП мо-
гут быть вычислены обычным путем по стандартной нагрузочной
кривой дросселя и лампы (см. рис. 18.35).
Полученные результаты дают возможность управлять каче-
ством изделий в процессе разработки и в условиях производст-
ва НЛВД. Более подробно см. в [18.13].
18.12. ТЕПЛОВОЙ РАСЧЕТ ВНЕШНИХ КОЛБ НАТРИЕВЫХ ЛАМП
ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ
Выбор типа колбы определяется назначением лампы. Зада-
ча заключается в расчете размеров колбы, при которых макси-
мальная температура и температура у цоколя не превосходили
бы допустимых пределов с учетом условий эксплуатации, т. е.
типа светильника и условий внешней среды. Поскольку в боль-
шинстве случаев НЛВД предназначены для работы в установ-
ках наружного освещения, для внешних колб применяют одно
из наиболее термостойких стекол — стекло вольфрамовой груп-
пы. Максимально допустимая температура для него может быть
принята 400 °C.
Расчет значительно упрощается, если не учитывать неравно-
мерности нагрева за счет конвекции воздуха и перетока тепла
по стенкам. Последнее допущение вполне приемлемо при расче-
те распределения температуры в средней части колбы.
В первом приближении можно принять, что внешняя колба
полностью прозрачна для излучения натриевого разряда и на-
гревается только за счет поглощения части излучения раскален-
ной керамической трубки. Чтобы определить нагрев отдельных
участков внешней колбы q», необходимо рассчитать облучен-
Значения f Значения
0 0,15 0,25 0,5
f HR) 0 0,296 0,48 0,865
f (°°) ’ /о 0 18,9 30,6 55,1
ность, создаваемую на внутренней поверхности колбы нагретой
керамической трубкой. Таким образом,
<7н—ай’, (18.25)
где оГ—интегральный коэффициент поглощения излучения ке-
рамической трубки стеклом внешней колбы; <S— облученность
на внутренней поверхности внешней колбы, создаваемая нагре-
той керамической трубкой. Расчет <S является чисто светотех-
нической задачей (рис. 18.29). Ее решение применительно
к данному случаю дано в [7.5]:
еПОА (7^а0[Г^ртах - 7V] о/22С, (18.26)
где Тк — температура внешней колбы в рассматриваемой точ-
ке, К; С — приведенное значение интеграла, по которому опре-
деляется облученность в данной точке внешней колбы.
Для цилиндрической внешней колбы с постоянным радиусом
/?, значительно превосходящим d2, и при равномерном излуче-
нии керамической трубки по ее длине [7.5]
С=У
d(x/R)
[1+(*/Я)2Р
(18.27)
где
1 = {Тн’дГед + arc« w*>) <|828)
В табл. 18.5 приведены вычисленные значения f(x/R). Для
х//?<0 f(x/R) <0, оставаясь той же по абсолютной величине.
Пользуясь формулами (18.27), (18.28) и данными таблицы,
легко определить значение интеграла для любых Xi/R и x2IR.
Подынтегральная функция быстро убывает с ростом x)R.
Это означает, что главный вклад в облученность данной точки
дают наиболее близко расположенные к ней участки излучаю-
щей трубки. Так, например, участок трубки от xJR=—1 до
Таблица 18.5
X/R
1.0 2.0 3,0 5.0 10.0 100
1,285 1,52 1,55 1,56 1,57 1,57
81,9 96,9 98,7 99,5 100,0 100,0
Рис. 18.29. Общая схема расположения керамической трубки (7) и облучае-
мого элемента (2) на поверхности внешней колбы
Jt2/Z? = + 1 дает 82% облученности бесконечно длинной излуча-
ющей трубки (см. третью строку табл. 18.5).
При сделанных выше допущениях уравнение теплового ба-
ланса единичной площадки внешней колбы с координатой х
при работе в воздухе в условиях естественного охлаждения мо-
жет быть записано (см. гл. 7) так:
*
аеПОА °°I^P max — Тк (л)4] d22C (%) ₽»
[AD-^tK^ + (Тк (хУ - ТУ)] *D,
(18.29)
где D — наружный диаметр внешней колбы; А — коэффициент,
зависящий в основном от рода окружающего газа и его давле-
ния и слабо от температуры (его значения см. в § 7.3); ек — из-
лучательная способность стек-
ла внешней колбы при темпе-
ратуре Тк; МК=ТК—ТО.
Значение а было определе-
но экспериментально [7.5] и
для стекол марки С-40-1 и про-
мышленных ПОА оказалось
равным: а=0,82+0,03.
Уравнение (18.29) позволя-
ет рассчитывать одну из вхо-
дящих в него величин при за-
дании всех остальных. Значе-
Рис. 18.30. Распределение темпера-
туры по поверхности внешней колбы
НЛВД диаметром 51 мм:
—О-----эксперимент; —X— расчет пс
уравнению (18.29); Ct=f(x)
ния D или Тк проще всего находить графически как точку пе-
ресечения левой и правой частей уравнения в функции D или Тк.
Специальная проверка показала, что уравнение (18.29) впол-
не удовлетворительно описывает распределение температуры в
средней части колбы в пределах длины разрядной трубки. За
пределами трубки оно дает заниженные значения температуры
(рис. 18.30). Более подробно см. в [7.5] и § 7.2.
18.13. ОСНОВНЫЕ ТИПЫ НАТРИЕВЫХ ЛАМП ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ
И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ
[^Натриевые лампы ВД выпускаются во внешних колбах трех
модификаций (рис. 18.31): в цилиндрических или слабооваль-
ных прозрачных внешних колбах (тип ДНаТ), во внешних кол-
бах от ламп типа ДРЛ со светорассеивающим матирующим по-
крытием, предназначенные для применения в светильниках для
ламп ДРЛ (тип ДНаТмт), и в кварцевых трубчатых колбах
софитного типа с двумя цоколями по концам (тип ДНаТсф),
предназначенные для работы в прожекторах заливающего све-
та вместо трубчатых галогенных ЛН. .Стандартные НЛВД типа
ДНаТ выпускаются на мощности от 50 до 1000 Вт для работы
Рис. 18.31. Внешний вид НЛВД:
а и г—лампы типа ДНаТ; б — ДНаТмт; в —ДНаТсф
Рис. 18.32. Распределение яркости по разрядной трубке ламп ДНаТ400 в по-
и перечной (с) и продольной (б) плоскостях
в сетях переменного тока с частотой 50 Гц, напряжением 220 и
380 В. В табл. 18.6 приведены основные параметры ламп.
Характеристики стандартных ламп типа ДНаТ. Кривая рас-
пределения силы света ДНаТ почти косинусная. Распределение
яркости по -разрядной трубке отличается неравномерностью
(рис. 18.32), особенно в поперечном направлении.
Спектр излучения ламп малой мощности несколько отлича-
ется из-за немного более высокого давления паров натрия
(рис. 18.33).
Электрические характеристики. Начальное рабочее напря-
жение ламп ДНаТ приходится задавать на 25—30% ниже, чем
у ламп ДРЛ той же мощности, а ток — соответственно выше
(см. § 18.3, 18.9). В силу этого для ДНаТ нельзя применять бал-
ласты от ламп ДРЛ. Для непосредственной замены ламп ДРЛ
на НЛВД в светильниках от ламп ДРЛ без замены дросселей
разработаны специальные типы НЛВД пониженной мощности
и тока (см. ниже).
Изменение напряжения сети оказывает заметное влияние на
характеристики ламп. При достаточно медленных изменениях
Uz в пределах ±10%, при которых успевает устанавливаться
новый тепловой режим разоядной трубки, можно принимать
ДФу/Фу«3,5ДПс/Пс; ДРл/Рл«3,0ДПс/1/с; и
ДПЛ/ПЛ«2,5ДПС/ПС.
Глубина пульсаций светового потока при работе на перемен-
ном токе с частотой 50 Гц достигает 70%. Столь большая глу-
бина пульсаций вызвана большой скоростью деионизации плаз-
мы из-за относительно малого диаметра разрядной трубки, боль-
шей теплопроводности и большей подвижности электронов, чем
в чисто ртутном разряде.
f Положение горения оказывает небольшое влияние на харак-
теристики ламп ДНаТ со штенгельной конструкцией разрядной
Таблица 18.6
Мощность лампы, Вт Напряже- ние пита- ния, В Напряже- ние на лампе, В Сила тока, А Световой поток после 100 ч работы, клм Форма** и диаметр внеш- ней колбы, мм Полная длина лампы, мм Разрядная трубка Продол- житель- ность горения, ч
Тип лампы* Внешний диаметр, мм Длина светящ. части, мм
ДНаТбО 50 220 85 0,76 4,0 ц 42 170 5,4 29 6
эл 72 156
ДНаТ70 70 220 90 1,0 6,0 ц 42 165 5,7 38 10
ДНаТмт70 5,5 эл 72
ДНаТЮО 100 220 100 1,2 10,0 ц 42 165 5,7 44 10
ДНаТмтЮО 8,0 эл 76
ДНаТ150 150 220 100 1,8 15,0 ц 48 211 6,3 61 15
ДНаТмт150 13,0 эл 91 7,0 46
ДНаТ250 250 220 100 3,0 26,0 ц 48 250 8,9 67 20
ДНаТмт250 21,0 эл 122 292 10
ДНаТсф250 23,0 ц 25 210 7
ДНаТ400 400 220 100 4,7 50,0 Ц 48 278 8,9 88 20
ДНаТмт400 47,0 эл 122 292 15
ДНаТсф400 — — — —
ДНаТ700 700 380 190 4,7 80,0 ц 83 335 8,9 — 7
ДНаТЮОО 1000 380 250 4,7 115,0 ц 83 410 8,9 -—. 7
* мг — внешняя колба матированная; сф — софитная.
* * ц — цилиндрическая; эл — эллипсоидальная (по форме колбы ламп типа ДРЛ), выпускаются в прозрачных и матированных
колбах.
Примечание. Положение горения: в цилиндрических внешних колбах — вертикальное цоколем вверх, в эллипсоидальных — цоколем
вниз ±90°, в софитных — горизонтальное ±20°.
Параметры ламп в процессе совершенствования могут претерпевать некоторые изменения.
a —250 Вт; 6 — 400—1000 Вт
трубки и поэтому оговаривается в инструкции по эксплуатации.
Штенгель с амальгамой натрия во время работы ламп должен
находиться внизу. У ламп бесштенгельной конструкции положе-
ние горния практически не влияет на их характеристики.
Температура окружающей среды практически не влияет на
характеристики ламп, поскольку разрядная трубка помещена в
вакуумированную внешнюю колбу.
Напряжение зажигания ламп типа ДНаТ составляет 2—
3 кВ. Величина зажигающего импульса при прочих равных ус-
ловиях зависит от расстояния между электродами и соответст-
венно мощности ламп (рис. 18.34). В специальных типах ламп,
содержащих вместо ксенона смесь Пеннинга, специальные вспо-
могательные полоски и металлические кольца, напряжение за-
жигания снижено до 180 В так, что они зажигаются непосред-
ственно от сети, но их световая отдача на 25—30% ниже, чем
у стандартных ламп.
Время разгорания ламп составляет 2—3 мин. Повторное за-
жигание лампы в пределах минуты после внезапного отключе-
,ния, пока пары натрия еще не сконденсировались, намного ни-
же, чем у других разрядных ламп ВД.
Срок службы и изменение характеристик в процессе горе-
ния. У современных НЛВД мощностью 400 Вт спад светового
потока составляет 20% за 15—16 тыс. ч при 10-часовом цикле
горения. У ламп другой мощности он несколько больше, осо-
бенно у маломощных ламп. В процессе горения у стандартных
ламп, как уже упоминалось, происходит медленное повышение
напряжения горения, которое у современных ДНаТ400 состав-
ляет в среднем около 2 В за 1000 ч. По данным [18.6] приме-
нение электродов новой конструкции (см. § 9.8) позволяет
уменьшить его до 1 В за 1000 ч.
Лампа гаснет, когда напряжение на ней возрастает на-
столько, что она не может перезажигаться при данном напря-
жении сети и соответствующем балласте. Этим определяется ее
продолжительность горения, если она не вышла из строя по
другим причинам. Более детальное рассмотрение процесса по-
казывает, что погасание происходит в момент перезажигания,
когда мгновенное значение пика перезажигания оказывается
чуть больше мгновенного напряжения на лампе.
С увеличением частоты включений увеличивается скорость
спада Фу и роста Un и, таким образом, сокращается срок служ-
бы ламп. По литературным данным продолжительность горения
в непрерывном режиме в 2 раза больше, чем в 10-часовом цик-
ле, а в 5-часовом цикле на 30% меньше, чем в 10-часовом.
Схемы включения и зажигания ДНаТ. Лампы включаются
в сеть переменного тока через последовательно включенный
дроссель, рассчитанный на рабочий ток и напряжение лампы.
Массы дросселей примерно на 30% больше, чем у дросселей
для ДРЛ той же мощности, из-за большего значения тока. Важ-
ное значение для правильного режима работы ламп имеет со-
гласование допусков на рабочие характеристики лампы, дрос-
селей с учетом колебаний напряжения сети и роста напряже-
ния на лампе. Анализ этих вопросов удобно проводить графи-
чески, представив электрические характеристики дросселя и
лампы в координатах (Р, U). Рабочая точка лампы определя-
ется графически как точка пересечения кривой внешней вольт-
мощностной характеристики дросселя с вольт-
мощностной характеристикой лампы. Переход от
ВАХ к соответствующим вольт-мощностным характеристикам
дросселя и лампы производится по уравнению Р=кл1Л, в кото-
ром значения U и соответствующего ему тока I берутся из со-
ответствующих ВАХ. На рис. 18.35 представлен в качестве при-
мера подобный график, построенный согласно рекомендациям
МЭК.
Зажигание стандартных ламп осуществляется при помощи
Малогабаритного ИЗУ, выдающего импульсы высокого напря-
Я,Вт
500
Рис. 1 .34. Напряжение зажигания
стандартных ДНаТ в зависимости
от мощности и расстояния между
электродами (di=7,4 мм)
Рис. 18.35. Согласование электриче-
ского режима лампы с ПРА для лам-
пы типа ДНаТ400:
1 — внешняя (^-характеристика дроссе-
ля; 2—Рлил-характеристика лампы; р. т.—
рабочая точка; пунктиром показаны пре-
делы изменения мощности и напряжения
на лампе (согласно МЭК)
Максимум Pj,
жения необходимой формы и амплитуды. Оно подключается ли-
бо непосредственно параллельно лампе, либо через часть об-
мотки дросселя. Схему ИЗУ и его эксплуатационные характе-
ристики см. в [5.8].
Натриевые лампы ВД для непосредственной замены ламп
ДРЛ в существующих ОУ без замены светильников, дросселей
и других деталей изготавливаются во внешних колбах от ламп
ДРЛ, но имеют несколько меньшие мощности, чем соответст-
вующие лампы ДРЛ. Мощности этих специальных ламп умень-
шены настолько, чтобы их рабочие токи допускали работу с
дросселями от ламп ДРЛ без перегрева дросселей. Так, для
замены ДРЛ 250 разработаны НЛВД мощностью 210 Вт, для
замены ДРЛ 400 — мощностью 350—360 Вт (далее мощности
660). При этих мощностях и Uj,^ 100 В токи НЛВД превыша-
ют токи ДРЛ стандартных мощностей на 10—20%, что в ряде
случаев еще допустимо для работы дросселей. В настоящее
время для этих целей разработаны лампы с повышенным дав-
лением ксенона, имеющие рабочие напряжения 120—125 В и
токи, практически совпадающие с токами ламп ДРЛ. Большин-
ство ламп этого типа имеет встроенное ЗУ.
Лампы со встроенным ЗУ. В этом типе НЛВД во внешней
вакуумированной колбе смонтирован стартер. Лампы включа-
ются в сеть последовательно с дросселем, но без специального
ИЗУ, что, конечно, упрощает и удешевляет монтаж ОУ. Термо-
биметаллический ключ — стартер — включен через ограничи-
тельное сопротивление параллельно электродам лампы и в хо-
лодном состоянии замкнут. При включении лампы в сеть ток
идет через сопротивление и термобиметалл, вызывая его нагре-
вание. Спустя некоторое время благодаря нагреву термобиме-
талл размыкает цепь, и за счет электромагнитной энергии дрос-
селя в цепи возникает импульс высокого напряжения, который
зажигает разряд. Биметаллический ключ располагается во
внешней колбе так, чтобы он нагревался излучением работаю-
щей лампы и поэтому при работающей лампе оставался в ра-
зомкнутом состоянии. Недостатком этой конструкции является
то, что в случае погасания лампы требуется время для того,
чтобы горелка и термобиметалл остыли и ключ замкнулся для
нового цикла зажигания.
18.14. НОВЫЕ ТИПЫ НАТРИЕВЫХ ЛАМП ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ
И ПЕРСПЕКТИВЫ ИХ ДАЛЬНЕЙШЕГО РАЗВИТИЯ
Современные стандартные НЛВД с /?а=23-=-25 и Гцв»
«2050 К в отношении световой отдачи и долговечности прак-
тически достигли предела своих возможностей. Дальнейшее усо-
вершенствование ламп возможно путем применения новых кон-
структивно-технологических решений и новых материалов.
В результате исследований, проведенных главным образом
с конца 70-х годов, удалось преодолеть ряд трудностей и реа-
лизовать идеи создания ламп с более высокой световой отдачей
и ламп с улучшенным качеством цветопередачи. Разработки
этих ламп доведены в ряде передовых фирм до производства,
и вопрос их применения определяется технико-экономическими
соображениями.
Другие идеи усовершенствования и развития НЛВД нахо-
дятся в разных стадиях реализации.
Натриевые лампы ВД с повышенной световой отдачей. По-
вышение давления ксенона в ртутно-натриевой лампе ВД при-
водит к дополнительному повышению световой отдачи, росту
градиента потенциала и уменьшению пика перезажигания
[18.4, 18.23]. С повышением давления ксенона характеристики
насыщаются примерно при «холодном» давлении 40—53 кПа
^лм/Вт
^•^(^6,7-,0,72)
1W
130
120
\(2JiO,S5)
J______L
3 10
110
pNQ,№
Рис. 18.37. Снижение пика перезажи-
гания в НЛВД при повышении «хо-
лодного» давления ксенона:
1 - Ол=130 В; рхе=46,7 кПа; 2 - Ол=
= 130 В; рхе=2,7 кПа; |ЛМа=72,5% (атом-
ное содержание)
Рис. 18.36. Зависимости световой отдачи НЛВД от давления паров натрия
для двух «холодных» давлений ксенона и двух составов амальгамы. В скоб-
ках указаны давление Хе, кПа, и содержание натрия, атомн. доли [18.23]
(300—400 мм рт. ст.) так, что дальнейшее повышение давления
неэффективно. Таким путем удается поднять световую отдачу
главным образом за счет уменьшения теплопроводности смеси
на 10—12% и довести ее у НЛВД в монокристаллической раз-
рядной трубке при мощности 400 Вт до 147 лм/Вт. На рис. 18.36
представлены значения т]ул в зависимости от риа для двух «хо-
лодных» давлений ксенона и двух составов амальгамы. С рос-
том давления ксенона максимум т]ул смещается в сторону мень-
ших давлений натрия (см. § 18.2).
Градиент потенциала при увеличении «холодного» давления
ксенона с 2,67-103 до 4,67-104 Па (с 20 до 350 мм рт. ст.) и по-
стоянной мощности лампы возрастает на 25%.
Заметное уменьшение пика перезажигания при повышении
давления ксенона (рис. 18.37) с учетом малого роста напряже-
ния в процессе горения (см. § 18.3) дает возможность повышать
начальное значение Дл.н/Пс, т. е. рабочее напряжение на лампе
до 125—130 В, п соответственно снижать ток. Благодаря этому
появляется возможность эксплуатировать лампы со стандарт-
ными дросселями от ламп ДРЛ. Снижается также напряжение
сети, при котором гаснет лампа.
Основным препятствием для практического использования
НЛВД с повышенным давлением ксенона являлось недопусти-
мо высокое напряжение зажигания, доходящее до 8—10 кВ.
Были предложены различные конструктивные решения, позво-
ляющие снизить U3 до приемлемых значений. Наиболее разра-
ботанным оказался способ, состоящий в использовании облегча-
ющей зажигание проволочки, располагаемой на разрядной труб-
ке совместно с термо иметаллическим ключом. На рис. Го
приведена зависимость U3 от давления ксенона для двух вари-
антов включения.
Приводим в качестве примера параметры новой НЛВД для
работы с балластом от лампы ДРЛ мощностью 400 Вт: Рл =
= 360 Вт; Пл=125 В+15 В; /=3,35 А; йл=0,86; Фу=50 клм;
7цв=2000+2050 К; i/?a=25; х=0,53; «/=0,42; время зажигания
5—Ю с; время разгорания 5—7 мин; время повторного зажига-
ния 2—3 мин. На рис. 18.39,а показан спектр новой лампы.
При замене ламп ДРЛ-400 новой лампой в существующих
ОУ световой поток повышается почти вдвое при уменьшении
расхода электроэнергии на 10%.
Натриевые лампы ВД с повышенным значением Ra. В эти?!
лампах повышение Тцв до 2150 К и Ra до 50—60 достигнуто за
счет некоторого увеличения давления паров. С этой целью кон-
цы разрядной трубки утеплены при помощи охватывающих
трубку теплозащитных экранов из молибденовой жести. Возни-
кающее при этом снижение световой отдачи частично скомпен-
сировано повышенным давлением ксенона до 46,6 кПа
(350 мм рт. ст.). Горелка заключена во внешнюю вакуумиро-
ванную колбу от ламп ДРЛ с рассеивающим слоем. В лампе
применены усовершенствованные электроды, обеспечивающие
меньший рост напряжения в процессе горения и большую ста-
бильность катодного пятна (см. § 9.8), а также усовершенство-
ванные состав стеклоцемента и технология пайки, обеспечиваю-
щие меньшую утечку натрия [18.6].
Лампы рассчитаны на работу со стандартными дросселями
от ламп ДРЛ. На рис. 18.39,6 приведены спектр подобной лам-
пы мощностью 360 Вт с /7Л=125 В+15 В и значения основных
параметров. Остальные параметры аналогичны новой НЛВД
с повышенной световой отдачей.
Натриевые лампы ВД с по-
вышенной ТцВ и улучшенным
качеством цветопередачи. По-
вышение Тцв И Ra достигнуто
в них за счет существенного
повышения рабочего давления
паров натрия и увеличения ди-
аметра разрядной трубки (в
Японии эти лампы именуются
«Супер»).
Рис. 18.38. Зависимость напряжения
зажигания НЛВД от давления ксено-
на для двух вариантов включения
Рис. 18.39. Спектры излучения и параметры новых НЛВД с повышенным зна-
чением Ra и повышенными значениями Ra и Тт:
а — Рд=360 Вт; ЯО=25; Тцв=2050 К; ФГл=50 Клм; tlv„=139 лм/Вт; б —Рл=360 Вт;
/?а=60; Гцв=2150 К; ФГл=38 клм; Г)ул=106 лм/Вт; в — Рл=400 Вт; До=85/78; 7'цв=
=2500/2800 К; ФГл=23/18 клм; Чгд=58/45 лм/Вт [18.6]
Как уже упоминалось (см. § 18.2), увеличение диаметра в
отношении уширения и самообращения D-линий в известной
мере эквивалентно повышению давления паров натрия. Поэто-
му, чтобы облегчить тепловой режим МКУ, для изменения
спектра используется по возможности увеличение диаметра, а
не только повышение температуры холодной зоны. Необходи-
мое повышение температуры холодной зоны достигнуто при
помощи теплозащитных экранов на концах разрядной трубки.
По мере повышения рабочего давления натрия и ртути род
зажигающего газа оказывает все меньшее влияние на тепло-
проводность смеси и, следовательно, на световую отдачу. По-
этому в качестве зажигающего газа в этих лампах использует-
ся вместо ксенона неон-аргоновая смесь Пеннинга, что обеспе-
чивает снижение напряжения зажигания.
В лампах применены усовершенствованные электроды и
стеклоцемент (см. выше).
Световая отдача этих ламп оказывается более низкой, чем
у стандартных НЛВД, и зависит от выбора режима работы (см.
§ 18.2). На рис. 18.39,в приведены в качестве примера два ва-
рианта спектра и соответственно характеристик подобных ламп.
Лампы по качеству цветопередачи и 7\B вполне подходят
для внутреннего освещения многих промышленных предприятий
и общественных зданий. Однако световая отдача у них сущест-
венно ниже, чем у металлогалогенных ламп, так что вопрос
о целесообразных областях их применения остается открытым.
Натриевые лампы ВД в трубках из монокристаллического
оксида алюминия (МОА). Световая отдача НЛВД в трубках
из МОА благодаря их высокой прозрачности и малому коэффи-
циенту отражения должна быть выше, чем в трубках из ПОА.
Оценим возможное повышение световой отдачи. Как видно из
баланса энергии (см. § 18.6), в стандартной НЛВД 400 Вт в
трубке из ПОА наружу выходит только 65% общего излучения,
возникшего в канале разряда. Остальные 35% поглощаются в
окружающей канал разряда более холодной оболочке паров и
в разрядной трубке; потери излучения разряда во внешней
прозрачной колбе незначительны.
Выходящий из лампы поток излучения разряда складывает-
ся из двух частей: потока излучения разряда, непосредственно
прошедшего через разряд и разрядную трубку Фо выш=
— Фраз₽Т1 разр, и дополнительного потока, выходящего в резуль-
тате многократных отражений от стенок разрядной трубки, при
этом каждый раз при прохождении через разряд часть отра-
женного излучения поглощается в разряде, что снижает эту
часть выходящего потока. Таким образом, общий выходящий
поток будет равен (см. § 8.3, 10.3):
Фвыш = Фразр т1разр V , (18.30)
1 —Роб(1—*)
где тОб, роб — соответственно диффузно направленные усреднен-
ные коэффициенты пропускания и отражения излучения для
материала разрядной оболочки; х— усредненная доля отра-
женного излучения разряда, поглощаемого при однократном про-
хождении через разряд и окружающую его холодную оболочку.
Строго говоря, поскольку т, х и р зависят от длины волны, урав-
нение (18.30) надо записывать для Ф?.., а затем интегрировать
по Z, но при этом решение задачи весьма усложняется. В целях
упрощения мы ввели усредненные значения коэффициентов,
обозначенные чертой сверху буквы. Однако при выборе значе-
ний для т, к и р всегда надо учитывать, какая область спектра
рассматривается.
Деля Ф на Рст, получаем
-------------------Дой---= , (i _ \ (18.31)
Дт РСТ Ра3₽ 1-Роб(1-*) Ф\ Лет/
Таким образом,
%* = Чоазо---= т1оазв So-----------1~Р°б - , (18.32)
эф Ipasp IP33? TP j _ роб( j _ х) ’
где т = —----------коэффициент пропускания трубки из матери-
1 — Роб
ала, имеющего то6 и Роб*
Из (18.32) видно, что для повышения тЭф необходимо при-
менять оболочки с высоким ттр и малым роб- Оболочки из МОА
имеют наиболее высокие значения тТр=0,954-0,98 и существен-
но более низкие значения рОб=0,8, в то время как у ПОА тТр=
=0,94-0,92 и ро6=0,274-0,28. Расчет по формуле (18.32) пока-
зывает, что замена ПОА на МОА теоретически может дать уве-
личение тЭф на 15—20% • Однако по экспериментальным данным
различных авторов прирост световой отдачи при замене мате-
риала трубки и одинаковых условиях разряда оказывается
меньше: от 3—4 до 10%• В приведенных оценках мы принима-
ли, что свойства разряда не зависят от оптических свойств обо-
лочки. Однако теоретические расчеты и эксперименты показы-
вают, что оптические свойства оболочки влияют на разряд.
Чем больше поглощение отраженной части излучения в разря-
де, тем больше его тепловые потери и соответственно меньше
КПД излучения. В результате суммарный рост т]уСт оказывает-
ся меньше роста тЭф [18.24].
Замена ПОА на МОА может дать дополнительный прирост
световой отдачи за счет повышения рабочей температуры труб-
ки без уменьшения срока службы, поскольку скорость испаре-
ния МОА меньше, чем ПОА [18.22].
В настоящее время широкому применению трубок из МОА
препятствуют недостаточная надежность спая, обусловленная
тем, что трубки из МОА имеют различные коэффициенты тепло-
вого расширения в осевом и радиальном направлениях, а так-
же их более высокая стоимость.
Следует учесть .также, что НЛВД в трубках из МОА имеют
более узкое тело свечения, что осложняет их использование в
светильниках.
Рис. 18.40. Конструкция эффективной
оазрядной колбы маломощной
F (50 Вт) НЛВД:
/—разрядная колба из полн(или монокри-
сталлического оксида А1 алюминия спе-
циальной формы; 2 — электрод; 3 — нио-
биевая трубочка — ввод
Маломощные НЛВД с улучшенной цветопередачей. Одной из серьезных
проблем создания эффективных маломощных НЛВД является уменьшение
тепловых потерь на концах трубки в целях обеспечения необходимой темпе-
ратуры холодной зоны (см. также § 17.5). Недавно была предложена НЛВД
мощностью 50 Вт с 7’цв=2500 К и Рп=85. Главной особенностью этой лампы
является разрядная трубка из ПОА специальной формы, сужающаяся к кон-
цам (рис. 18.40). Благодаря этому удалось уменьшить тепловые потери на
концах и таким образом повысить температуру холодной зоны без утепляю-
щих экранов. Удельная электрическая нагрузка на стенки повышена до
35 Вт/см2, при этом Ттр не превышает 1500 К. Световая отдача лампы свыше
4С лм/Вт и срок службы более 6 тыс. ч.
Можно полагать, что, несмотря на сложность изготовления разрядных
колб такой специальной формы, лампы такого типа смогут найтн определен-
ные области применения.
Повышение световой отдачи за счет увеличения диаметра разрядной
трубки и повышения ее температуры. Как было отмечено в § 18.4 и 18.8,
теоретические расчеты и эксперименты показали, что световая отдача растет
с ростом di при 7’TP=const и с ростом Ттр при di=const. В принципе реали-
зовать эти условия можно несколькими путями: путем применения материала
для трубок с более низким коэффициентом излучения, чем у трубок из ПОА
или МОА; путем отражения ИК-излучення обратно на разрядную трубку и
путем применения дополнительных утепляющих экранов или подогревателей.
Лампы в оболочках из оксида иттрия [18.5]. Увеличение диаметра в на-
стоящее время становится реальным в связи с созданием трубок из Y2O3,
имеющего существенно более низкие значения ет, чем ПОА или МОА. Испы-
тание экспериментальных ламп, изготовленных в трубках из Y2O3 большего
диаметра при сохранении Тт1> на том же уровне, что и у трубок из ПОА, по-
казало увеличение световой отдачи в зависимости от мощности от 6 до 17 %.
Параметры этих ламп приведены в табл. 18.3 § 18.8.
Лампы с отражающими ИК-излучение пленками. Отражение ИК-излуче-
ния обратно на разрядную трубку для ее утепления применяется в некоторых
источниках света, например в НЛНД (см. гл. 13). Недавно опубликовано со-
общение о создании термостойкой пленки, отражающей ИК-излучение, так
что появилась реальная возможность осуществить эту идею и для НЛВД.
Улучшение характеристик НЛВД за счет режимов питания. С точки зре-
ния электрических характеристик НЛВД имеют ряд недостатков. Лампы ра-
ботают при низких значениях m=(t/_n/t/c). в среднем равных 0,45-5-0,5, в силу
чего низок cos <р и велики токи. Это приводит к большим габаритам и мас-
сам ПРА и большим потерям в них. Высокие напряжения зажигания тре-
буют применения специальных ИЗУ. Велика глубина пульсаций излучения.
Поэтому большой практический интерес представляют поиски путей улучше-
ния режимов питания. Известно, что много преимуществ дает работа ламп
на повышенных частотах и в специальных режимах (см. гл. 5).
Работа НЛВД на повышенных частотах и в условиях частотно-амплитуд-
ной модуляции. Некоторым препятствием для работы ламп ВД на повышен-
ных частотах является акустический резонанс, возникающий в определенных
областях частот, зависящих от геометрии разрядной трубки и условий раз-
ряда. В условиях НЛВД избежать акустического резонанса можно путем под-
бора соответствующей частоты. Исследования показали, что при работе на
частоте 25 кГц при синусоидальной форме питающего напряжения световая
отдача повышается по данным разных авторов на 3—8 % по сравнению
с работой на частоте 50 Гц. Пульсации светового потока снижаются до 3 %•
Резко уменьшается зависимость светового потока от колебаний Uc, так
при изменении С/с на +10 % ДФгл составляет всего около 0,5 %. Эффектив-
ность комплекта лампа — ПРА увеличивается на 17 % за счет снижения по-
терь в ПРА и повышения световой отдачи лампы. Библиографию см., напри-
мер, [18.4].
Работа в импульсном режиме приводит к заметному повышению Тцв
главным образом за счет роста фона в сине зеленой части спектра и более
интенсивного излучения линий натрия с высокими потенциалами возбуждения.
Так, при частоте 670 кГц и 10 %-ной длительности импульсов ТцВ повышается
до 2500 К вместо 2100 К на промышленной частоте [18.4]. Практическая
целесообразность таких схем питания пока не обсуждалась.
Работа в схемах с инициирующим генератором [18.25]. Основными до-
стоинствами этих схем являются малые массы и габариты, высокие значения
КПД и cos ф. Массы и габариты такого ПРА примерно вдвое меньше, чем
у обычных дросселей. Они могут работать при U^/Uc, близких к единице.
Существуют разные схемы подобных ПРА. Так, например, одна нз схем ра-
ботает следующим образом. В начале каждого полупериода питающего на-
пряжения к лампе прикладывается либо перезажигающий импульс, либо ВЧ,
обеспечивающие достаточную ионизацию разрядного промежутка. Формиро-
вание амплитуды и длительности импульса или ВЧ и регулирование фазы
осуществляются схемой на полупроводниках. Подчеркнем, что этот тип ПРА
представляет несомненный интерес для питания и других разрядных ламп.
Подробнее см. в [18.25].
Глава девятнадцатая
ГАЗОРАЗРЯДНЫЕ ЛАМПЫ ВЫСОКОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ
19.1. СВОЙСТВА СИЛЬНОТОЧНЫХ РАЗРЯДОВ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ
В ТЯЖЕЛЫХ ИНЕРТНЫХ ГАЗАХ
В газоразрядных лампах высокой интенсивности использует-
ся излучение дугового разряда в тяжелых инертных газах —
аргоне, криптоне или ксеноне — при больших плотностях тока и
Р(Чг
отн.ед
120
АРгон offif
Ксенон
Криптон
60 ~
100
SO
60
ч-о
У (А
отн.ед
120
0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 Л,мкм
0,4 0,6 0,8 1,0 Ю,МКМ
20
О
0,4 0,6 0,8 1,0 Л,,мкм
Рис. 19.1. Распределение
энергии в спектре из-
лучения газоразрядных
ламп высокой интенсив-
ности:
а — короткая дуга СВД; р=
=40-106 Па; распределение
энергии для аргона и крип-
тона измерено в двух ре-
жимах; б — относительное
распределение энергии в
спектре ксеноновой лампы
высокой интенсивности nps
трех силах тока: h>h>h‘.
-------- излучение солнца
с рассеянным светом
давлениях от нескольких сот паскалей до нескольких мегапаска-
лей. Разряд этого типа имеет ряд характерных особенностей,
определяющих свойства этого типа газоразрядных ламп.
В отличие от ламп с парами металла в газовых лампах сред-
няя плотность газа в лампе остается постоянной независимо от
теплового режима колбы. Вследствие этого почти полностью
отсутствует период разгорания, электрические и световые харак-
теристики в очень широких пределах не зависят от температу-
ры колбы.
К недостаткам этого вида разряда следует отнести худшую
стабильность из-за более сильной конвекции, значительно мень-
шую величину градиента потенциала по сравнению с ртутным
разрядом при аналогичных условиях (давление, ток, диаметр)
и весьма высокое напряжение зажигания из-за больших началь-
ных давлений газа.
Излучение. Характерной особенностью разряда в инертных
газах при высоких давлениях и больших плотностях тока явля-
ется непрерывный спектр излучения, обеспечивающий хорошую
цветопередачу освещаемых объектов.
Спектральные и цветовые характеристики. На рис. 19.1,а
приведены кривые относительного распределения энергии излу-
чения газоразрядных ламп ВД, наполненных различными инерт-
ными газами. В близкой ИК-части спектра 0,8—1 мкм имеется
несколько интенсивных уширенных линий, длины волн которых
определяются родом наполняющего газа. Характерно, что при
изменении силы тока и давления газа относительное распреде-
ление энергии излучения в спектре изменяется крайне незначи-
тельно (рис. 19.1,6). В связи с этим ксеноновые лампы исполь-
зуются как эталоны белого света.
По внешнему виду цвет излучения газовых ламп близок к
белому с небольшими оттенками. Аргоновые лампы имеют бо-
лее голубоватый оттенок, чем криптоновые и ксеноновые. В си-
лу слабой зависимости распределения энергии в видимой части
спектра от условий разряда цветовая температура и координа-
ты цветности изменяются в небольших пределах. Так, у суще-
ствующих типов ксеноновых ламп Тцв лежит в пределах от 6050
до 6300 К; координаты цветности лежат очень близко к кривой
абсолютно черного тела. В видимой части спектр излучения ксе-
нонового разряда весьма близок к солнечному. Благодаря это-
му ксеноновые лампы высокой интенсивности широко применя-
ются в кинопроекции, в установках, имитирующих солнечное
излучение, и в других случаях, когда требуется непрерывный
спектр излучения.
Распределение энергии излучения ксенонового разряда вы-
сокой интенсивности довольно близко совпадает со спектраль-
ной кривой излучения серого тела, если не считать излучения
линий в близкой ИК-части спектра. Это дает возможность рас-
сматривать излучение этого вида дугового разряда как излу-
чение серого тела, у которого показатель поглощения к не за-
висит от длины волны, а является функцией только температу-
ры дуги. Г. Ширмер получил для х следующую полуэмпириче-
скую зависимость, справедливую до 10 000 К:
х = 0,79- 1012-^-е kr , (19.1)
где р, Па; С/гэф«П,7 В; х, см-1.
Спектральная плотность излучения ксенонового разряда, на-
блюдаемая по оси столба, равна:
<р(Л, To)=^(To)ys(K, То), (19.2)
где а — усредненный по сечению разряда коэффициент погло-
щения излучения в разряде; <ps— спектральная плотность излу-
чения черного тела при температуре разряда.
Коэффициент поглощения а~1—ехр(—xd) возрастает с
Рис. 19.2. Зависимости светового выхода (а) и яркости (б) ксенонового раз-
ряда ВД и СВД от удельной мощности:
1— ксеноновая дуга ВД; —О-------прикатодные части ксенонового разряда СВД;
— — — и 2 — черное тело при температуре, соответствующей температуре разряда
2.
Удельная мощность,
j-j кВт/см
ростом оптической толщины слоя (nd) и в пределе стремится
к единице. Поэтому при повышении температуры разряда, его
давления и толщины излучающего слоя излучение приближа-
ется к излучению черного тела соответствующей температуры.
Исходя из этого, могут быть сделаны оценки повышения ярко-
сти и световой отдачи в ксеноновом разряде.
Световая отдача и ее предельное значение. Световая отдача
разряда возрастает с ростом удельной мощности и диаметра
трубки. При прочих равных условиях световые отдачи увеличи-
ваются при переходе от аргона к криптону и от криптона к ксе-
нону. В одинаковых условиях световые отдачи криптонового
разряда примерно в 1,5 раза ниже световых отдач ксенонового
разряда, а световые отдачи ксенонового разряда в 1,5 раза ни-
же световых отдач ртутного разряда.
Представляет интерес оценка, предельных значений световой
отдачи ксеноновых ламп. На рис. 19.2,а дан световой выход,
пропорциональный световой отдаче ксенонового разряда высо-
кой интенсивности, в зависимости от удельной мощности столба
по данным К. Ларше (см. [0.9]). Быстрый подъем и постепен-
ное приближение светового выхода к максимуму объясняются
уменьшением доли тепловых потерь с увеличением удельной
мощности и вполне совпадают с теорией (см. гл. 4). Постепен-
ное падение световой отдачи ксенонового разряда при больших
удельных мощностях связано с тем, что световой КПД серого
излучателя при увеличении температуры выше 6500 К начина-
ет убывать вследствие того, что максимум излучения сдвигает-
ся из области максимальной чувствительности глаза в сторону
более коротких длин волн. Световой КПД исследованного ксе-
нонового разряда меньше, чем у абсолютно черного тела той же
температуры, из-за различного рода потерь и вследствие того,
что а<1 (кривая 1 на рис. 19.2,а).
По мере повышения удельной мощности и, следовательно,
температуры уменьшается относительная роль потерь и растет
коэффициент поглощения а. Поэтому максимум кривой свето-
вого КПД смещается в сторону более высоких температур по
сравнению с максимумом для абсолютно черного тела. По оцен-
кам К- Ларше эта температура равна 8800 К- Световой выход
черного тела при этой температуре составляет около 6,6 кд/Вт,
что соответствует 60—65 лм/Вт, в то время как световой выход
ксенонового разряда в максимуме составляет около 5 кд/Вт.
Отсюда по его оценкам максимальная световая отдача столба
ксенонового разряда.
. (Хе) —5- tjs 45 -н 49 лм/Вт.
0,0
Она приходится на удельные мощности порядка 6—9 кВт/см.
Предельная световая отдача излучения ксенонового разряда могла бы
быть повышена, если бы удалось создать условия разряда, при которых канал
разряда становился непрозрачным (а=&1), при температурах около 6500 К,
которые соответствуют максимуму светового КПД черного тела.
Яркость ксенонового разряда LV(T) является функцией
температуры Т и эффективного коэффициента поглощения а.
Принимая ксеноновый разряд за серый излучатель, можем за-
писать
Lv(T)=a(T)Lsv(T), (19.3)
где LSV(T) — яркость черного тела, кд/см2, при той же темпе-
ратуре Т.
В пределах от 3-103 до 1-104 К она равна:
lg Lsv (Т) ж 7,181—1,112 (104/Г). (19.4)
При малых удельных мощностях и сравнительно невысоких
температурах яркость ксенонового разряда значительно ниже
яркости черного тела при той же температуре из-за малой ве-
личины коэффициента поглощения а(Т). Однако с ростом тем-
пературы наблюдается значительно более крутой рост яркости
ксенонового разряда, чем у черного тела, связанный с сущест-
венным ростом показателя поглощения н и а. После того как
температура ксенонового разряда достигнет таких величин, при
которых а»1, дальнейший рост яркости прекратится, так как
Таблица 19.1
Газ или пар Давление, /э-105 Па Градиент потеици ала в дуге, В/см Сумма анодно- катодного падения на- пряжения» в Примечание
Аргон Криптон Ксенон Ртуть Ксенон 35 35 35 35 Около 1 26 30 28 130 Около 9 16 12 11 Ю—12 Около 11 1 Лампы в шаровых кол- 1 бах, сила тока 7,5 А Лампа трубчатой формы, сила тока 80 А
разряд станет непрозрачным. Излучение сможет выходить
только из слоев с температурами ниже некоторой предельной.
К. Ларше и Г. Ширмер (библиографию см. [0.9]) измерили
яркость в нескольких точках ксенонового разряда в зависимо-
сти от удельной мощности и рассчитали для них значения а и
Т. Результаты измерения нанесены в виде сплошной кривой на
рис. 19.2,6. Предельное значение температур, при которых по-
глощение ксенонового разряда приближается к своему пределу,
равному единице, составляет около 11 000 К- Этому соответст-
вует предельное значение яркости порядка 2-104 Мкд/м2. Полу-
чение столь высоких температур в ксеноновом разряде оказы-
вается пока возможным только в условиях кратковременных
импульсных разрядов. Возможность получения таких темпера-
тур в стационарных условиях требует дальнейших исследо-
ваний.
Градиент потенциала и анодно-катодное падение. Интерес-
ной и практически важной особенностью этих разрядов являет-
ся возрастающая вольт-амперная характеристика при высоких
плотностях тока, благодаря чему удается стабилизировать раз-
ряд в газоразрядных лампах при помощи небольших балласт-
ных сопротивлений или даже без балласта (см. § 4.3). В табл.
19.1 приведены величины градиентов потенциала Е в Аг, Кг и
Хе и значения L7a.K, определенные при р—35-105 Па и 1=1,5 А.
Градиенты потенциала в инертных газах в 3—5 раз ниже,
чем в ртути, при тех же условиях разряда из-за малой величи-
ны эффективного сечения атомов инертного газа (см. § 2.4).
Поэтому при одинаковых размерах, мощностях и условиях раз-
ряда сила тока газоразрядных ламп ВД должна быть в 3—
5 раз выше, чем в ртутных разрядах, что затрудняет конструи-
рование электродов и вводов.
Разряд в ксеноне имеет наибольший градиент потенциала и
наименьшее анодно-катодное падение потенциала и поэтому
наиболее выгоден с точки зрения получения более высоких
кпд.
С ростом удельной мощности или силы тока градиент по-
тенциала сначала падает, проходит через минимум, а затем
начинает возрастать (см. гл. 4). Возрастание градиента с рос-
том тока может привести к тому, что при больших силах тока
градиент потенциала в ксеноновых лампах догонит и даже пре-
высит градиент в ртутном разряде.
Повышение градиента потенциала в ксеноновом разряде ВД может быть
достигнуто путем введения в разряд газов или паров с большим эффектив-
ным сечением атомов для рассеяния электронов. При этом для сохранения
спектральных и электрических характеристик потенциалы возбуждения и
ионизации атомов добавки должны быть выше, чем у ксенона. С этих точек
зрения подходят гелий и водород. Эксперименты показали, что добавление
водорода в количестве от 1 до 6-Ю5 Па повышало градиент потенциала
соответственно в 1,8—4 раза по сравнению с градиентом в чисто ксеноновом
разряде и сопровождалось сильным сжатием дуги и повышением яркости;
световая отдача падала примерно на 20%. Добавление гелия от 1-105 до
13,5-105 Па вызывало увеличение градиента соответственно в 1,07—2 раза,
при этом наблюдалось незначительное сжатие дуги и повышение яркости.
Это различие может быть объяснено тем, что молекулярный водород уносит
из разряда большую энергию, получаемую им за счет диссоциации молекул,
в то время как в гелии этого явления нет.
Практическая реализация ксеноновых ламп с добавками водорода или
гелия встречает некоторые трудности, связанные с поддержанием постоянного
количества этих газов в лампе, поскольку они легко диффундируют через
нагретую кварцевую колбу.
Классификация разрядных ламп высокой интенсивности
с газовым наполнением. В настоящее время определились сле-
дующие три основных типа газоразрядных ламп высокой ин-
тенсивности: лампы ВД трубчатой формы с естественным
охлаждением, лампы ВД трубчатой формы с водяным охлаж-
дением и лампы СВД с короткой дугой (несколько миллимет-
ров) в колбах шаровой или близкой к ней формы. В современ-
ных типах ламп в качестве наполняющего газа применяется
почти исключительно ксенон и только в некоторых специаль-
ных лампах другие инертные газы, например криптон в труб-
чатых лампах для накачки лазеров.
19.2. КСЕНОНОВЫЕ ЛАМПЫ ВЫСОКОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ
ТРУБЧАТОЙ ФОРМЫ
Влияние конвекции и зажигания на конструкцию ламп
[0.9J. При разработке ламп этого типа дополнительно прихо-
дится учитывать условия устойчивости дуги, связанные со зна-
чительно большей ролью конвекции по сравнению со ртутным
разрядом и условия зажигания разряда.
Конвекционные потоки увеличиваются, главным образом,
с увеличением диаметра трубки и давления газа. В качестве
приближенного условия стабильности разряда в трубчатой
лампе можно записать
di Р < const. (19.5)
Значение константы может быть ориентировочно рассчитано
или определено экспериментальным путем.
Из экспериментов установлено, например, что при гЛ =
t= 2-4-4 см конвекционная нестабильность шнура разряда про-
являлась при рхол выше 0,2-105 Па.
Уменьшение диаметра трубки ведет к увеличению напряже-
ния зажигания и уменьшению поверхности охлаждения, а сле-
довательно, к уменьшению допустимой удельной мощности
лампы при естественном охлаждении. При работе трубчатых
ксеноновых ламп без балласта в цепи переменного тока с ча-
стотой 50 Гц уменьшение радиуса трубки ниже 0,6 см приводит
к погасанию разряда из-за сильной деионизации газа на стен-
ках трубки, вследствие чего напряжение перезажигания стано-
вится выше амплитудного значения напряжения сети. Это яв-
ление можно устранить или, по крайней мере, значительно
уменьшить, если питать лампу через дроссель или от сети с по-
вышенной частотой. При работе на постоянном токе это явле-
ние отсутствует. Уменьшение диаметра до известных пределов
выгодно с точки зрения повышения градиента потенциала.
Уменьшение давления облегчает зажигание разряда и
уменьшает расход дорогостоящего ксенона, но приводит
к уменьшению градиента потенциала, вследствие чего требуе-
мая удельная мощность может быть достигнута только путем
увеличения силы тока.
Электрические характеристики. На рис. 19.3 приведена ти-
пичная вольт-амперная характеристика мощного криптонового
и ксенонового разрядов (см. [0.9]). Возрастающая ветвь ВА ха-
рактеристики имеет практически прямолинейную зависимость
от тока. По этим и аналогичным данным может быть найден
градиент потенциала в зависимости от условий разряда, необ-
ходимый для расчета ламп.
Расчет di и 1ЭЛ трубчатых ламп на заданную мощность и
ил проводится по методу, изложенному в гл. 6 и 7, при этом
ля сст надо пользоваться выражением, полученным в [19.2]:
пСт~0,126-|-12,8/эл/Г,л, Рл/1эл, Вт/см.
В остальном расчет аналогичен.
Излучение газоразрядных ламп высокого и сверхвысокого
давления в тяжелых инертных газах в зависимости от условий
разряда качественно носит такой же характер, как и излучение,
ео
о го w ео so юо i7a
Рис. 19.3. Типичные вольт-амперные характеристики трубчатых ламп ВД,
наполненных криптоном и ксеноном:
/д=6 см; d=12-el3 мм; рхол=93 кПа (700 мм рт. ст.)
скажем, в парах ртути. Ниже приведены соответствующие за-
висимости для ксенонового разряда, полученные на основе
обработки экспериментальных данных автора (с использова-
нием ряда студенческих работ) и публикаций в литературе.
Экспериментальные зависимости удельной силы света Iv/lsn
от удельной мощности Рл//эл (рис. 19.4) хорошо описываются
следующим выражением:
/У//эл«с[(Рл//эл)-Ь], (19.6)
где с и Ъ — константы, которые имеют значения: с=3,3 кд/Вт,
й=30 Вт/см при 50^Рл//эл<;200 Вт/см и с=4,5 кд/Вт, Ъ —
= 60 Вт/см при 200^Рл//эл^ 1200 Вт/см.
Данные рис. 19.4 и формулы (19.6) проверены в диапазоне
изменения di от 1,9 до 3,9 см и рхол от 2 до 20 кПа. При одина-
ковой удельной мощности Pt удельная сила света в исследо-
ванных пределах мало зависит от давления, радиуса трубки и
градиента потенциала.
Пространственное распределение силы света представлено
на рис. 19,5,а для ламп мощностью 10 кВт, I—168 см, d\ =
= 2,1 см и рХОл = 8 кПа. Отсюда отношение светового потока
к силе света, перпендикулярной оси, у«11 лм/кд. В области
углов до +60° от перпендикуляра сила света практически по-
стоянна, что свидетельствует об очень малом коэффициенте по-
глощения в разряде. При углах, больших 60°, наблюдается по-
степенное уменьшение силы света. У ламп с большей удельной
мощностью и водяным охлаждением кривая углового светорас-
пределения имеет аналогичный характер: у= 114-11,5 [19.1].
Зависимость светового потока и световой отдачи от удель-
ной мощности. Зная у=Фу/Д, легко найти зависимость удель-
Рис. 19.4. Зависимость удельной силы света Ivllsn и световой отдачи т] ксе-
ноновых трубчатых ламп ВД от удельной мощности:
а — Р1ст до 200 Вт/см; б — Р1СТ до 1000 Вт/см
Рис. 19.5. Пространственное распределение силы света ксеноновых трубчатых
ламп и их спектр излучения:
а — кривые силы света в плоскости, проходящей через ось лампы; 1 — ДКсТВ15000; 2 —
ДКсТВОООО; 3 — ДКсТЮООО; б — спектральное распределение КПД в единичном телес-
ном угле для лампы ДКсТЮООО
ного светового потока Ф1у от удельной мощности лампы ь
(19.7)
Значения с и b приведены выше. Отсюда
ч-тГ-Ч1—Н (198)
Как и следует из теории (см. гл. 4), световая отдача воз-
растает с ростом удельной мощности, постепенно замедляясь и
стремясь к предельному значению, которое для ксеноновых
трубчатых ламп оказалось равным: ус=43->50 лм/Вт. Зависи-
мость световой отдачи трубчатых ламп от удельной мощности
представлена на рис. 19.4.
Яркость и ее распределение. При небольших удельных мощ-
ностях шнур разряда занимает только часть внутреннего сече-
ния трубки и распределение яркости имеет колоколообразную
форму. По мере повышения удельной мощности шнур расши-
ряется и при удельных мощностях порядка сотен ватт на сан-
тиметр занимает почти все сечение трубки. При работе ламп
в горизонтальном положении и небольших удельных мощно-
стях, когда шнур занимает только часть сечения трубки, на-
блюдается незначительное смещение шнура вверх трубки.
Яркость шнура при наблюдении в направлении, перпенди-
кулярном оси разряда, составляет для ламп диаметром 24 мм
с удельной мощностью порядка 100 Вт/см (лампа 6 кВт с есте-
ственным охлаждением) около 1,5 Мкд/м2, а для ламп диамет-
ром 5 мм с удельной мощностью порядка 0,55 кВт/см (лампа
6 кВт с водяным охлаждением) около 30 Мкд/м2.
Таблица 19.2
Тип лампы Мощ- ность лампы, кВт Напря- жение на лам- пе*, В Сила тока, А Световой поток, клм Внутрен- ний диа- метр труб- ки, мм Расстоя- ние меж- ду элек- тродами, мм Полная длииа лампы, мм Средняя продолжи- тельность горения, ч
ДКсТБ2000** 2 60 32 40,5 18 170 376 500
ДКсТбООО 5 по 44 97,6 22 430 646 400
ДКсТЮООО 10 220 46 250 21 950 1260 800
ДКсТЮООО-З 10 220 47 260 36 1380 1680 1350
ДКсТЙОООО 20 380 56 500 21 1630 1990 800
ДКсТ20000-3 20 3S0 55 600 36 1380 2400 1350
ДКсТВОООО 50 380 132 2230 38 2100 2700 500
ДКсТВбООО 6 220 30 210 7 250 478
ДКсТВ15000 15 220 63 о00 7 200 460 —
ДКсТВВОООО 50 380 132 2080 12 520 935 —
ДПКс1500 15 ПО 17 38 8 310 396 —-
ДПКсбООО 5 380 19 150 8 — — —
* Переменный ток с частотой 50 Гц.
** Лампа работает с балластом.
Примечание. Лампы типа ДКсТ работают прн естественном охлаждении в горизон-
тальном положении (±30°); типа ДКсТВ — с водяным охлаждением в любом положе-
нии; типа ДПКс— в пульсирующем режиме.
Рис. 19.6. Общий вид ксеноновых трубчатых ламп высокой интенсивности
[0.11, 19.2]:
с —лампы типа ДКсТБ2000; ДКСТ200; ДКсТБООО; б —ДКсТЮООО. ДКсТ20000, ДКсТ50000;
в — ДКсТВбООО, ДКсТВ15000; г — ДКсТВБОООО
Спектр излучения ксеноновых трубчатых ламп представлен
на рис. 19.5,6.
Работа ламп в сети. Особенности работы трубчатых ксено-
новых ламп в сети определяются высоким напряжением зажига-
ния и возрастающей вольт-амперной характеристикой.
Зажигание и зажигающие устройства. Напряжение зажига-
ния разряда U3 зависит от многих факторов. Зажигание облег
чается при увеличении диаметра трубки di, уменьшении рас-
стояния между электродами 1ЭЛ и уменьшении давления газа р
(см. § 5.1 и 5.2). Для зажигания трубчатых ламп используются
специальные зажигающие (пусковые) устройства, которые
обеспечивают подачу на зажимы лампы кратковременных им-
пульсов высокого напряжения высокой частоты. На рис. 14.7
приведена принципиальная схема зажигающего устройства по-
добного типа, которое представляет собой искровой генератор
высокого напряжения, рассчитанный на кратковременную ра-
боту порядка нескольких секунд. Подробнее о схемах см. [5.8,
12.1].
Стабилизация разряда. Возрастающая ВАХ дает возмож-
ность стабилизировать ток в лампе при помощи сравнительно
небольшого балласта или даже без него. В последнем случае
лампа должна быть рассчитана так, чтобы при включении не-
посредственно в сеть в ней устанавливался заданный ток, а сле-
довательно, и заданная мощность.
Однако работа ламп в сети без дросселя сопряжена с весь-
ма большими изменениями тока и мощности лампы при коле-
баниях напряжения сети. Расчеты показывают (см. [0.9]), что
для ксеноновых трубчатых ламп ВД РЛ~ПЛ7/2. Отсюда
ДРл/Рл « (7/2) (Лил/ил). (19.9)
Это означает, что колебания мощности примерно в 3,5 раза
больше колебаний напряжения сети.
Современные типы ксеноновых трубчатых ламп. В табл. 19.2
приведены параметры наиболее типичных трубчатых ламп вы-
сокой интенсивности с ксеноновым наполнением.
Ксеноновые трубчатые лампы высокой интенсивности имеют следующую
маркировку: Д — дуговая, Кс — ксеноновая, Т — трубчатая. Далее следуют
буквы, обозначающие конструктивные или иные особенности ламп: Б —
с балластом, В — с водяным охлаждением н т. д.; после букв следуют цифры,
обозначающие номинальную мощность лампы в ваттах, а затем через де-
фис— номер разработки.
Общий вид ксеноновых трубчатых ламп различного типа
показан на рис. 19.6.
19.3. КСЕНОНОВЫЕ ЛАМПЫ СВД С КОРОТКОЙ ДУГОЙ
В КОЛБАХ ШАРОВОЙ ФОРМЫ
Особенности конструкции. Лампы характеризуются малыми
размерами светящегося тела и высокими яркостями. По своей
конструкции они подобны ртутным лампам СВД с короткой ду-
гой. Лампы представляют собой кварцевую колбу, в которую
введены два вольфрамовых электрода. Расстояние между элек-
тродами у ламп широкого применения составляет от 3 до 6 мм.
У специальных ламп оно снижается до 0,3—2,5 мм. Холодное
давление ксенона составляет от 1 • 105 до 15-105 Па. Лампы из-
готовляются в широком диапазоне мощности от 50 Вт до 7 кВт
(о лампах большей мощности см. § 19.4).
Лампы, предназначенные для работы на постоянном токе,
имеют массивный анод и сравнительно тонкий катод. Это свя-
зано с тем, что на аноде выделяется значительно большая мощ-
ность, чем на катоде (см. гл. 9).
Конвекционные потоки вызывают нестаоильность положе-
ния дуги. Для уменьшения роли конвекции лампы приходится
эксплуатировать только в вертикальном положении и ограни-
чивать длину дуги. Исключение составляют только несколько
типов ламп. Установлено, что стабильность дуги ухудшается,,
когда катод расположен вверху, поскольку конвекционные по-
токи газа и поток электронов направлены навстречу, что вызы-
вает неспокойное горение дуги. Когда катод расположен внизу,
а анод вверху, то оба потока направлены в одну сторону и
дуга горит более устойчиво. Однако при этом анод дополни-
тельно нагревается конвекционными потоками. Лампы могут
эксплуатироваться в горизонтальном положении при наличия
магнитной стабилизации дуги.
Вследствие значительно меньшего градиента потенциала
в ксеноне по сравнению со ртутью у ксеноновых ламп той же
мощности и давления силы тока в 4—5 раз больше, что застав-
ляет делать более массивные электроды и применять вводы,
рассчитанные на большие силы тока.
Электрические характеристики. Для практических расчетов
анодно-катодное падение потенциала в ксеноновых лампах с ко-
роткой дугой можно принимать равным 9—10 В, причем катод-
ное падение составляет около 7—8 В.
Вольт-амперные характеристики. При токах выше 10 А
вольт-амперные характеристики имеют линейно возрастающий
вид. Наклон кривых возрастает с увеличением расстояния меж-
ду электродами и давления. В общем виде вольт-амперная
характеристика ксеноновых ламп СВД на постоянном токе мо-
жет быть выражена эмпирической формулой; полученной
Р. Е. Ровинским [19.3] (библиографию до 1965 г. см. [0.9]):
Пл= (0,037-4-2,3) .рхол/ст-Ь (0,037-4-2,3+
+0,057/(рХоДпят)) +8,5, (19.10).
где /ст и /пят — протяженности соответственно столба и катод-
ного пятна, см; рхол— давление ксенона, 105 Па.
Формула проверена в диапазоне токов от 20 до 200 А и про-
изведения рхол/ в области от 1 • 105 до 7-105 Па • см.
Градиент потенциала. Вблизи катода (1,5—2 мм) из-за стя-
гивания разряда происходит повышение градиента по сравне-
нию с градиентом в столбе. Градиент потенциала в столбе воз-
растает с ростом давления и имеет минимум от тока (при р =
— const).
Из (19.10) были получены следующие эмпирические зави-
симости для градиента потенциала в столбе и катодном пятне:
Ett (0,037+2,3) р ХОЛ j (19.11)
Епят» (0,037+ 2,3)/?ХОЛ +0,057// пят« (19.12)
Рис. 19.7. Типичное распределение яркости в направлении, перпендикулярном
оси лампы (а), и универсальная кривая распределения яркости вдоль оси
разряда (б) для ксеноновых ламп СВД с короткой дугой, работающих на
постоянном токе (анод вверху)
Световые характеристики короткодуговых ксеноновых ламп
ВД и СВД исследовались рядом авторов за рубежом и в СССР.
Ниже приведены эмпирические зависимости, полученные в ос-
новном в [19.3]. Распределение яркости в разряде. Шнур раз-
ряда ксеноновых ламп постоянного тока при работе в верти-
кальном положении с катодом внизу имеет форму конуса, опи-
рающегося своим острием на кончик катода и постепенно
расширяющегося кверху (рис. 19.7,а). Около катода образуется
маленькое катодное пятно, имеющее весьма высокие яркости.
На рис. 19.8 показано типичное распределение яркости вдоль и
поперек оси разряда для ламп переменного тока.
Наблюдаемое распределение яркости в шнуре разряда оста-
ется подобным при изменении условий разряда в весьма широ-
ких пределах. Это дает возможность построить в относительной
системе координат универсальную кривую распределения ярко-
сти ксеноновой дуги данного типа На рис. 19.7,6 представлена
универсальная кривая распределения яркости вдоль оси разря-
да для ламп постоянного тока. По оси абсцисс отложено рас-
стояние между электродами в относительных единицах xfl, где
х — фактическое расстояние от катода, I — длина дуги. По оси
ординат отложена относительная яркость LILa, где £о— яркость
в условно выбранной точке на расстоянии 0,3/ от катода. Уни-
версальная кривая может быть аппроксимирована выражением
L/Lo^O,38(x//)-°>8,
(19.13)
Рнс. 19.8. Типичное распределение яркости вдоль (сплошные линии) и попе-
рек (штриховые) оси разряда в ксеноновых лампах СВД с короткой дугой пе-
ременного тока:
а — мощностью 800 Вт; б — 1000 Вт; в — 2500 Вт
которое хорошо передает ход кривой в интервале 0,3^х//< 1 и
дает несколько заниженные значения яркости в области
0,1^х//^0,3. В области катодного пятна из-за малой точности
измерения универсальная кривая не построена В большинстве
случаев это и неважно, так как роль катодного пятна в габа-
ритной яркости из-за его малости невелика.
Распределение яркости поперек оси разряда в центре между
электродами в относительной системе координат с хорошей точ-
ностью может быть выражено универсальной кривой, представ-
ляющей собой параболу:
L/L0 = l—О,5(2а/Ьо)2. (19.14)
Полуширина дуги в центре между электродами растет про-
порционально мощности столба:
Ьо—0,37 Рст+т, (19.15)
где т=2,9//рхол при 0,5^/рХОл<1; т—0,67 //рхол+3,2 при
1/р ХОЛ >1; Рхол, 105 Па; I, мм.
Зависимость яркости от мощности и расстояния между элек-
тродами. Как было показано в § 6.4 яркость в центре разряда
у ламп с короткой дугой
Го^ДРстД2-
На рис. 19.9,а показана зависимость яркости в геометриче-
ском центре разряда от Рс^12 для ряда ксеноновых ламп посто-
янного тока. Среднее из экспериментальных значений хорошо
выражается прямой линией, что свидетельствует о справедливо-
сти формулы (6.43). Из наклона прямой получаем значение ко-
эффициента Д=5,7, если £0, Ю7 кд/м?, Р, кВт, и I, см. О поль-
зовании приведенной формулой для Lo см. § 6.4.
Рнс. 19.9. Зависимость яркости в геометрическом центре разряда от отноше-
ния Рет//2 (а.) и удельной силы света от удельной мощности (б) для ксеноно-
вых ламп СВД с короткой дугой постоянного тока
Зависимость светового потока и силы света от мощности.
На рис. 19.9,6 показана зависимость удельной силы света Iv/l
от удельной мощности столба Рст/1 для ламп постоянного тока.
Экспериментальные результаты вполне удовлетворительно вы-
ражаются прямой линией, проходящей практически через на-
чало координат:
/к//эл«5,7(Рст//), (19.16)
где Iv/l, кд/см; Рст/l, кВт/см. Это означает, что величина
(Рст/l) о при Iv/1-^-Q и значение Ртепл в этих условиях разряда
Пренебрежимо мало (см. гд. 4 и 6).
Распределение силы света в пространстве для ламп с ко-
роткой дугой постоянного тока несколько асимметрично
(рис. 19.10). Более сильное экранирование излучения анодом
снижает излучение в верхней полусфере. Излучение распро-
страняется в угле от 20—25 до 135—140°. Отношение светового
потока к силе света, перпендикулярной оси лампы, равно
10±0,5.
Спектр излучения ламп представлен на рис. 19.11.
Модуляция излучения. Излучение ксеноновых дуг СВД хо-
рошо модулируется током вплоть до частот в несколько десят-
ков килогерц. При разработке ламп для целей модуляции необ-
ходимо принимать специальные меры, чтобы устранить или
уменьшить мешающее действие акустического резонанса, соб-
ственных магнитных полей и других подобных факторов (см.
например, [19.4]).
Расчет ксеноновых ламп. Приведенные выше эксперимен-
тальные зависимости позволяют проводить расчет электриче-
ских и световых параметров ксеноновых ламп с короткой дугой.
Расчет колб, вводов и электродов производится на основе дан-
ных, рассмотренных в гл. 7 и 9. Первый расчет шаровой ксено-
новой лампы постоянного тока был дан Р. Е. Ровинским [19.3].
В серии работ Г. И. Рабиновича развиты теория свободно горя-
щей ксеноновой дуги большой мощности и инженерные методы
расчета подобных ламп и их узлов [19.5, 19.7], при этом основ-
ное внимание уделено мощным ксеноновым лампам-светильни-
кам (см. § 19.4).
Таблица 19.3
Тип лампы Мощность лампы, кВт Напряжение на лампе, В Световой поток, клм Яркость раз- ряда, Мкд/м2 Расстояние между элек- тродами, мм Внешний диа- метр колбы, мм Полная длина лампы (наи- большая) , мм Скорость воздушного охлаждения, м/с Средняя про- должитель- ность горения, ч
дксшгоо 0.2 20 4 90 2,2 25 149 500
ДКсШ200-2 0.2 18 3 — 2,2 26 149 — 500
ДКсПКОО 0,3 20 6 — 2,2 26 149 — 750
ДКсШ500 0,5 1 20 12 200 2.5 31 200 3 400
ДКсШ 1000-2 22 30 250 3,4 43 260 3 750
ДКСШ2000 2 27 65 400 3,9 52 320 3 1000
ДКсШ3000-3 3 32 105 600 5,5 59 330 5 1250
ДЮШ4000-2 4 30 150 600 6,5 70 428 5 500
ДКсШбБОО 6,5 45 325 — — 65 480 5 500
ДКсШРБЗООО-1* 3 33 100 750 3.7 50 235 500
ДКсШРБ5000-1* 5 40 210 700 5,5 55 235 | 5—8 500
ДКсШРБЮООО-1* 10 40 410 1100 7,5 70 255 125
дКсШЭл 500-6 д к сЭл 1000-6 0,5 1 22 14,5 220 — 40 260 — 2000
25 32 250 4.0 44 260 •—- 1600
пКсЭл2000-6 дКсЭл3000-6 дКсЭл4000-6 дКсШЭл6500-6 2 33 80 350 4,8 52 330 3 2000
3 34 130 770 5,7 66 342 5 1500
4 35 155 500 7.5 70 410 5—8 800
» 6,5 46 325 500 9,0 61 485 5—8 500
* Буквы РБ обозначают разборную конструкцию с водяным охлаждением элек-
тродов.
Примечание. Все лампы работают на постоянном токе, анод вверху.
Современные типы ксеноновых ламп высокой яркости с ко-
роткой дугой. В табл. 19.3 приведены данные некоторых типов
ксеноновых ламп высокой яркости с короткой дугой. Маркиров-
ка отечественных ламп с короткой дугой отличается тем, что
вместо буквы Т ставят букву Ш — шаровая. Далее следуют
буквы, обозначающие конструктивные и иные особенности ламп,
например РБ — разборная, Эл — в колбе эллипсоидальной фор-
мы и т. и.
Общий вид основных типов ксеноновых короткодуговых
ламп СВД показан на рис. 19.12. В лампах типа ДКсШ приме-
нены цилиндрические фольговые вводы (см. § 7.10), в лампах
типа ДКсШЭл — вводы на переходных стеклах (см. в § 7.10).
Мощные лампы типа ДКсШРБ имеют разборную конструкцию
электродов и вводов, обеспечивающую водяное охлаждение
электродов изнутри (см. § 7.10 и 19.4).
Включение ламп в сеть. Питание ламп постоянного тока
с короткой дугой может осуществляться от сети постоянного
тока через резистор, от генератора постоянного тока с падаю-
щей внешней вольт-амперной характеристикой и от сети пере-
менного тока через выпрямитель. В последнем случае стабили-
зацию лучше осуществлять на стороне переменного тока при
помощи дросселя.
Рис. 19.12. Общий вид ксеноновых ламп с короткой дугой:
а — типа ДКсШ от С.5 до 6,5 кВт; б — типа ДКсШРБ от 3 до 10 кВт; в — типа ДКсШЭл
от 1 до 6,5 кВт
Опыты показали, что лампы с напряжением горения от 20
до 40 В надежно зажигаются при питающем напряжении не
ниже 50-—90 В в зависимости от рХе и I.
Наиболее рациональны установки питания, позволяющие
получать низкие напряжения. В этом отношении удобны дви-
гатель-генераторы и схемы питания от сети переменного тока
через выпрямитель, имеющие понижающий автотрансформатор
с большим магнитным сопротивлением. Питание ламп перемен-
ного тока выгодно осуществлять также через понижающий
трансформатор с большим магнитным сопротивлением.
Пульсации тока, возникающие при питании ламп через вы-
прямители без сглаживающих фильтров, приводят к пульсаци-
ям световых характеристик и ускоряют разрушение электродов
из-за термоусталости вольфрама (см. гл. 9). Пульсации тока не
должны превосходить 8 % •
Зажигание ламп осуществляется при помощи специального
пускового зажигающего устройства, которое представляет со-
бой искровой генератор, дающий на зажимы лампы импульс
высокого напряжения высокой частоты. На рис. 14.17 показана
принципиальная схема одного из таких пусковых устройств.
Разгорание ламп. На рис. 19.13 показано изменение харак-
теристик лампы мощностью 120 Вт в процессе разгорания. Пе-
риод разгорания практически отсутствует; начальная сила све-
та составляет около 80 % установившегося значения. Неболь-
Рис. 19.13. Характеристика разго-
рания ксеноновой (7) и ртутной
(2) ламп СВД с короткой дугой:
ф — сила света; О 1— сила тока
щое изменение световых и элек-
трических характеристик в пер-
вые минуты после включения
лампы объясняется тем, что вну-
три лампы происходит перерас-
пределение плотности газа, свя-
занное с перераспределением
температуры газа.
Меры предосторожности. По-
скольку в ксеноновых лампах
СВД и в нерабочем состоянии
давление значительно выше ат-
мосферного, на лампы надевают
специальный защитный футляр
из оргстекла, который разреша-
ется снимать только после уста-
новей лампы в закрытой аппара-
туре. Кроме того, футляр предо-
храняет поверхность кварцевого
стекла от прикосновения паль-
цев.
Основные области применения — это кинопроекция цветных
(и черно-белых) фильмов, имитаторы солнечного излучения,
установки радиационного нагрева и сварки излучением, фото-
экспонирование и многочисленные другие применения, где тре-
буются высокие яркости, высокое качество цветопередачи и
мгновенное включение. Практическое отсутствие периода раз-
горания и высокая модуляционная способность ксеноновых
ламп высокой интенсивности делают их исключительно удобны-
ми для применения в установках, требующих мгновенного за-
жигания и амплитудно-частотной модуляции излучения (см.
§ 5.6 и 14.4), например различные виды фотоэкспонирования,
в том числе эндоскопия с фотографированием, специальные
применения и т. д.
19.4. СПЕЦИАЛЬНЫЕ ТИПЫ ГАЗОРАЗРЯДНЫХ ЛАМП
ВЫСОКОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ
Ксеноновые лампы с короткой дугой большой мощности. В связи с раз-
витием исследований космического пространства, кинопроекционной техники,
а также концентраторов лучистой энергии возникла потребность в создании
ламп на мощности свыше 7—10 кВт со светящимся телом относительно малых
размеров и высокой яркости.
Создание подобного типа ламп с естественным охлаждением мощностью
свыше 7 кВт встречало серьезные трудности, связанные с необходимостью
изготовления кварцевых колб большого диаметра, способных выдерживать
давления не меньше 10-105 Па, массивных анодов, способных рассеивать от
25 до 40 % мощности лампы и, наконец, вакуумно-плотных вводов в кварце-
вое стекло на силы тока в несколько сот ампер.
Наибольший диаметр кварцевых колб, освоенных в производстве, состав-
ляет ЮО—120 мм при толщине стенки 4—5 мм. Такие колбы, как показывают
расчеты (см. гл. 7) и опыт изготовления ламп, способны выдерживать дав-
ления (10—20)-105 Па и рассеивать при нагреве до 850 °C в условиях есте-
ственного охлаждения тепловую мощность порядка 1,5—2 кВт (см. гл. 7).
Приняв коэффициент аэф=к0,25 (см. гл. 7), получим, что в колбах такого раз-
мера могут быть изготовлены лампы на предельные мощности порядка 8—
10 кВт.
Эксперименты показывают, что в ксеноновом разряде ВД с короткой
дугой на аноде выделяется от 25 до 40 % мощности лампы 1[19.5]. В лампах
с естественным охлаждением эта мощность рассеивается за счет излучения
раскаленного анода, отводится по вводу и передается окружающему газу, при
этом часть рассеиваемой анодом мощности идет на нагрев колбы. Для того
чтобы рассеять выделяющуюся на аноде 10-кнловаттной лампы мощность,
требуется вольфрамовый анод до 40 мм диаметром сложной формы. Изго-
товление и вакуумная обработка таких анодов сопряжены с большими труд-
ностями. Кроме того, масса такого анода настолько велика, что понижается
механическая прочность лампы.
Большие трудности представляет также изготовление вакуумно-плотных
вводов в кварц на токи в несколько сотен ампер (ток лампы мощностью
10 кВт составляет 200—250 А). Вводы с естественным охлаждением на токи
200—250 А еще могут быть изготовлены на переходных стеклах или в форме
дисковых и чашечных вводов (см. гл. 7).
Таким образом, предельная мощность подобных ламп с естественным
охлаждением составляет около 10 кВт. Дальнейшее повышение мощности
возможно только путем использования принудительного охлаждения. При
этом главную трудность представляет охлаждение электродов, поскольку для
охлаждения колбы и вводов можно применить внешнее охлаждение.
Важным шагом в преодолении трудностей на пути создания мощных ксе-
ноновых ламп с короткой дугой явилось создание В. П. Сасоровым разбор-
ного вакуумно-плотного ввода с водяным охлаждением электродов (см.
рис. 7.15,з). Ввод пропускает практически любые токи, а водяное охлаждение
электродов позволяет резко сократить размеры не только электродов, но и
кварцевой колбы. Так, например, если в лампах с естественным охлаждением
мощностью 5 кВт около 2,5 кВт идет нагрев электродов, колбы и вводов, то
в лампах той же мощности с водяным охлаждением электродов вода уносит
около 1,7 кВт. Поэтому тепловая нагрузка на колбу значительно уменьшает-
ся. Это дает возможность делать колбу меньшего диаметра.
Разборные лампы позволяют более точно выдерживать расстояния между
электродами и другие геометрические параметры. На базе разборного ввода
с водяным охлаждением электродов появились широкие возможности созда-
ния целой серии ксеноновых ламп на мощности от 1 до 10 кВт и более.
В настоящее время в СССР выпускается серия мощных ксеноновых ламп
с короткой дугой, в которых использовано водяное охлаждение электродов
[19.6]. Некоторые данные подобных ламп приведены в табл. 19.3.
Рис. 19.14. Конструкция ксеноновой
лампы-светильника большой мощно-
сти (ДКсРМ 55000):
1 — водоохлаждаемый анод; 2 — металли-
ческий зеркализованный корпус; 3 — под-
вижный катод; 4 — охлаждаемое водой
купольное окно из кварцевого стекла
Мощная ксеноновая металлическая
разборная лампа-светильник. Даль-
нейшее увеличение мощности ксено-
новых ламп с короткой дугой в квар-
цевой колбе выше 20 кВт практиче-
ски невозможно, так как для этого
требуются колбы диаметром более
15 см с большой толщиной стенки.
Задача была решена Г. И. Рабинови-
чем, предложившим металлическую
разборную лампу с внутренней эллип-
соидной отражающей поверхностью и
купольным выходным окном [19,7,
0.11].
Лампа представляет собой (ряс.
19.14) толстостенный корпус, имею-
щий внутреннюю зеркальную по-
верхность в виде эллипсоида вра-
щения, в одном из фокусов которо-
го расположен разрядный проме-
жуток длиной несколько сантимет-
ров. Эллипсоидный отражатель собирает практически все излучение
разряда возле второго фокуса, который охватывается сравнительно тонкой
полусферой из кварцевого стекла. Благодаря тому что полусфера обращена
выпуклостью внутрь, кварц испытывает только сжимающие усилия, что при-
дает ему высокую прочность (допустимое напряжение на сжатие у кварца
в 20 раз выше, чем на растяжение). Вследствие значительного удаления от
разряда и малой толщины кварца окно испытывает малые термические на-
грузки.
Наличие разборного металлического корпуса и разборных электродов,
охлаждаемых изнутри водой, позволяет поднять мощность лампы до 50 кВт
и выше. Зажигание разряда производится путем кратковременного замыка-
ния электродов. Более подробно см. в [19.7, 0.11].
Помимо рассмотренных типов ламп существует ряд мощных источников
излучения, в которых дуга горит в атмосфере газа, продуваемого через раз-
рядный промежуток и электроды, или в парах воды. Особый класс источни-
ков большой мощности представляют собой импульсные лампы. Подробнее
см., например, [4.5, 5.16, 5.17].
ПРИЛОЖЕНИЕ
Эффективные градиенты потенциала в столбе Е [10.3]
И апол- dit мл (t Е, В/см при 1. А
некие °C) Па 0,1 1 о,3 | 0,6 I 1.0 | 2,0 1 3,0 5,0
19 533 1,94 1,78 1,63 1,49 1,36
(57) 267 1,80 1,69 1,57 1,45 1,32
>> 67 1,72 1,61 1,50 1,40 1.30 — —
о. 25 533 1,54 1,46 1,34 1,21 1,11
(43) 267 1,30 1,25 1,17 1,09 1 »00
S о 67 1,12 1.08 1,02 0,96 0,88 — —
38 533 1,24 1,17 1,07 0,98 0,85 0,79 0,72
(40) 267 1,12 1,06 0,98 0,89 0.78 0,74 0,67
67 0,99 0,95 0,89 0,83 0.71 0,64
19 533 1,7 1,43 1,16 0,99 0,79 0,65
(44) 267 1,68 1,43 1,22 1,05 0,84 0,73 -
67 1,65 1,49 1,33 1,18 1,05 0,94 —
25 533 1,35 1,20 1,00 0,83 0,65 0,52 .
(40) 267 1,18 1,03 0,91 0,79 0,64 0,55 —
О 67 1,09 0,99 0,88 0,78 0,69 0,62 —
< 38 533 0,94 0,87 0,78 0,67 0,55 0,49 0,36
(40) 267 0,85 0,79 0,71 0,63 0,54 0,48 0,39
67 0,79 0,73 0,67 0,6! 0,56 0,51 0,45
19 533 1,28 1,02 0,82 0,66 0,47 0,42
(52) 267 1,22 1,02 0,82 0,67 0,50 0,44
»>> 67 1,26 1,06 0,94 0,83 0,70 0,65 —
25 533 1,10 0,90 0,75 0,60 0,43 0,36
к о (45) 267 0,95 0,86 0,73 0,60 0,54 0,40 —
С S 67 1,06 0,86 0,76 0,66 0,52 0,46 —
38 533 0,87 0,76 0,62 0,48 0,35 0,28 0,24
(40) 267 0,68 0,62 0,56 0,47 0,36 0,31 0,27
67 0,66 0,61 0,54 0,47 0,40 0,37 0,34
Продолжение приложения
Удельный поток излучения линии ртути 253,7 нм [10.3]
Напол- нение dZt мм ^хол’ °C) ^и.г* Па (253>7)=0,175-ХЯ54, Ет/см при 1, А
0,1 0,3 0,6 1.0 2,0 3,0 5,0
19 533 0,39 0,94 1,52 2,10 3,22
(57) 267 0,32 0,89 1,52 2,23 3,82
£ 67 0,29 0,76 1,34 1,95 3,36 — —
сх 25 533 0,4 1,06 1,81 2,48 4,02
4- (43) 267 0,36 1,02 1,74 2,54 4,32 —
И О <и 67 0,29 0,85 1,50 2.30 3,86 — —
38 533 0,37 1,01 1,59 2,50 3,71 4,46 5,55
(40) 267 67 0,34 0,30 0,94 0,85 1,68 1,55 2,40 2,28 3,64 3,54 4,60 4,46 6,02 6,41
19 513 0,-5 0,82 1,20 1,54 2,09 2,23
(44) 267 0,37 0,87 1,38 1,86 2,57 2,96
>> 67 0,32 0,81 1,42 2,02 3,22 4,07 —
о. 25 5ГЗ 0,33 0,83 1,29 1,59 2,14 2,32 —
+ (40) 267 0,31 0,78 1,35 1,84 2,64 3,10 ——
о 67 0,32 0,83 1,45 2,06 3,30 4,22 —
38 533 0,30 0,80 1,33 1.68 2,21 2,48 2,60
(40) 267 67 0,28 0,28 0,76 0,78 1,31 1,34 1,77 1,95 2,58 3,15 2,99 3,78 3,47 4,78
Продолжение приложения
Напол- нение d2, мм ^хол’ °C) Па Ф, (253,7)=0,175 Х254, Вт/см при 1, А
0,1 0,3 0,6 1,0 2,0 3,0 5,0
19 533 0,30 0,65 0,91 1,07 1,31 1,56 —
л (52) 267 0,28 0,68 1,03 1.31 1,79 2,27 —
В 67 0,30 0,74 1,22 1,73 2,76 3,68 —
р- 25 533 0,28 0,67 0,98 1,16 1,36 1,52 —
й (45) 267 0,28 0,64 1,03 1,33 1,72 2,25 —
о с 67 0,30 0,71 1,22 1,69 2,48 3,08
S 38 533 0,28 0,71 1,11 1,35 1,59 1,63 1,68
(40) 267 67 0,25 0,33 0,67 0,66 1,13 1,11 1,45 1,52 1,86 2,35 1,98 2,94 2,09 3,75
Продолжение приложения
Удельный поток излучения линии ртути 184,9 нм [10,3]
Напол- da, ММ ^хол> °C) Ф1 (184,9)=0,028 X18s, Вт/см при 1, А
нение Па 0,1 0,3 0,6 1 1,0 2,0 | 3,0 5,0
19 533 0,60 1,87 3,11 4,15 6,41
(57) 267 0,52 1,62 3,08 4,35 6,50 — —
л >> 67 0,40. 1,20 2,37 3,78 5,96 — —
21 533 0,44 1,40 2,69 3,67 5,95
о 0J (43) 267 67 0,40 0,31 1,39 Ml 2,70 2,16 3,76 3,44 6,14 5.65 — —
X 38 533 0,29 1,08 2,04 3,25 5,63 7,14 9,02
(40) 267 0,26 0,94 2,08 3,25 6,00 6,72 9,55
67 0,21 0,81 1,93 2,88 5,55 6,75 10,3
19 533 0,52 1,41 2,22 2,90 3,94 4,57
(44) 267 0,46 1,51 2,41 3,15 4,34 5,32 -
л 67 0,50 1,70 2,81 3,72 5,55 6,94 —
& 25 533 0,39 0,74 1,85 2,41 3,24 3,61
4- (40) 267 0,38 0,74 1,97 2,64 3,57 4,18
И С 67 0,36 0,71 2,06 3,04 . 4,42 5,06 —
38 (40) 533 267 0,25 0,25 0,74 0,74 1,32 1 ,ЗЭ 1,91 2,10 2,88 3,34 3,38 3,88 3,82 4,53
67 0,24 0,72 1,39 2,24 3,99 4,72 5,87
19 533 0,45 1,20 1,80 2,16 2,20 2,88
(52) 267 0,46 1,30 1,99 2,46 3,11 3,70
>» 67 0,46 1,36 2,44 3,40 4,78 6,00 —
25 533 0,33 0,94 1,43 1,78 2,05 2,20
(45) 267 0,30 0,89 1,47 1,93 2,42 2,94 —
о 67 0,32 1,01 1,81 2,46 3,36 3,99 —
1 38 533 0,23 0,61 1,03 1,32 1,78 1,81 1,85
(40) 267 0,21 0,57 1,09 1,47 1,89 2,33 2,39
67 0,21 0,57 1,09 1,61 2,71 3,23 3,80
Примечания. Измерения для каждого диаметра и наполнения проводились при <хол,
соответствующей максимальному выходу излучения линии 253,7 нм. Абсолютирование
40°ВтД(38) «Гм 0 42еАеН5ззМг[Б) ^3PHca (библ. см. [0.9]) для условий «стандартной» ЛЛ
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
0.1. Фриш С. э. Оптические спектры атомов. М.: Гос. изд-во физ.-мат.
лит., 1963.
0.2. Грановский В. Л. Электрический ток в газе Т. 1. Общие вопросы
электродинамики газов. М.: Гос. изд-во технико-теоретической лит., 1952; Т. 2.
Установившийся ток/ Под ред. Л. А. Сена и В. Е. Голанта. М.: Наука, 197L
0.3. Митчнер М. и Кругер Ч. Частично ионизованные газы: Пер. с англ./
Под ред. А. А. Иванова. М.: Мир, 1976.
0.4. Намитоков К. К., Пахомов П. Л., Харин С. Н. Математическое мо-
делирование процессов в газоразрядной плазме. Алма-Ата: Наука, 1988.
0.5. Бибермаи Л. М., Воробьев В. С., Якубов И. Т. Кинетика неравновес-
ной низкотемпературной плазмы. М.: Наука, 1982.
0.6. Клярфельд Б. Н. Положительный столб газового разряда и его
использование для получения света// Тр. Всесоюз. электротехнического инсти-
тута. Электронные и ионные приборы/ Под ред. П. В. Тимофеева. М.: Гос-
энергоиздат. 1940. Вып. 41. С. 165—235.
0.7. Фабрикант В. А. Механизм излучения газового разряда// Тр. Все-
союз. электротехнического института. Электронные и ионные приборы/ Под
ред. П. В. Тимофеева. М.: Госэнергоиздат. 1940. Вып. 41. С. 236—296.
0.8. .Иванов А. П. Электрические источники света. Лампы газового раз-
ряда. М.: Госэнергоиздат, 1948.
0.9. Рохлин Г. Н. Газоразрядные источники света. М.: Энергия, 1966.
0.10. Уэймаус Д. Газоразрядные лампы: Пер. с англ./ Под ред. Г. Н. Рох-
лина и М. И. Фугенфирова. М.: Энергия, 1977.
0.11. .Справочная книга по светотехнике/ Под ред. Ю. Б. Айзенберга. М.:
Энергоатомиздат, 1983.
0.12. Мешков В. В. Основы светотехники. Ч. 1. — 2-е изд., перераб. М.:
Энергия, 1979.
0.13. Мешков В. В., Матвеев А. Б. Основы светотехники. Ч. 2. Физиологи-
ческая оптика и колориметрия. — 2-е изд., перераб. и доп. М.: Энергоатом-
издат, 1989.
1.1. Вавилов С. И. О «теплом» и «холодном» свете (тепловое излучение
и люминесценция). М.: Изд. АН СССР, 1949.
1.2. Иванов А. П. Электрические источники света. Ч. 1. Лампы накали-
вания. ГОНТИ, 1938.
1.3. Николаев Ю. Н., Фок М. В. Принципы преобразования электрической
энергии в световую.// Тр. ордена Ленина физич. ин-та им. П. Н. Лебедева.
1970. Т. 50. С. 106—145.
1.4. Волкова Е. Б., Рохлин Г. Н. О возможном повышении световой отда-
чи ламп накаливания// Светотехника. 1979. № 2. С. 1—3.
1.5. Литвинов В. С., Рохлин Г. Н. Тепловые источники оптического излу-
чения. М.: Энергия, 1975.
2.1. Елецкий А. В., Палкина Л. А., Смирнов Б. М. Явления переноса
в слабоионизованных газах. М.: Атомиздат, 1975.
2.2. Фриш С. Э. Свечение газоразрядной плазмы низкого давления//
Спектроскопия газоразрядной плазмы. Л.: Наука, 1970. С. 244—273.
2.3. Вайнштейн Л. А., Собельман И. И., Юков Е. А. Возбуждение атомов
и уширение спектральных линий. М.: Наука, 1979.
2.4. Фриш С. Э. Определение концентраций нормальных и возбужденных
атомов и сил осцилляторов методами испускания и поглощения света// Спек-
троскопия газоразрядной плазмы/ Под ред. С. Э. Фриша. Л.: Наука, 1970.
С 7—62.
2 5. Holstein Т. Imprisonment of resonance radiation in gases// Phys. Rev
1947. Vol. 72, № 10 P 1212; 195U Vol. 83, № 6. P. 1159; 1952. Vol. 85, № 6.
P. 985.
2.6. Kenty C. Production of 2537 radiation and the role of metastable
atoms in argon-mercury discharge// J. Appl. Phys. 1950. Vol. 21. P. 1309.
2.7. Намитоков К. K-, Пахомов П. Л., Харин С. Н. Излучение газоразряд-
ной плазмы. Алма-Ата: Наука, 1984.
3.1. Фабрикант В. А. К. количественной теории возбуждения атомов в га
зовом разряде// ЖЭТФ. 1938. Т. 8, вып. 5. С. 549—568
3 2. Каган Ю. М. Распределение электронов по скоростям в положитель
ном столбе разряда// Спектроскопия газоразрядной плазмы/ Под ред
С. Э. Фриша. Л.: Наука, 1970. С. 201—223.
3.3. Федоренко А. С. Экспериментально-расчетные исследования характе-
ристик положительного столба разряда и совершенствование люминесцентных
ламп: Автореф. дис. ... кад. техн. наук. М.: 1980.
3.4. Пенкин Н. П. Исследование процессов возбуждения атомов в поло
жительном столбе разряда низкого давления// Спектроскопия газоразрядной
плазмы/ Под ред. С. Э. Фриша. Л.: Наука, 1970. С. 274—290.
3.5. Панасюк Г. Ю. Функция распределения электронов по энергиям//
Вести. ЛГУ. Сер. Физика, химия. 1983. Вып 2. № 10. С. 11—15.
3.6. Миленин В. М., Панасюк Г. Ю., Тимофеев Н. А. Положительный
столб разряда в смеси ртути с аргоном в условиях импульсной модуляции
тока// Вести. Л1У. 1982. № 16. С. 72—76.
3.7. Уваров Ф. А., Фабрикант В. А. Экспериментальное определение эф
фективной вероятности испускания фотонов атомами плазмы// Оптика и
спектроскопия. 1965. Т. 18, вып. 4. С. 562—570; вып. 5. С. 768—76; вып. 6.
С. 954—65.
3.8. Охонская Е, В. Физические основы расчета н конструирования газо-
разрядных источников света: Учебн. пособие. Саранск: Изд. Мордов. ун-та,
1985. 60 с.
4.1. Эленбаас В. Ртутный разряд высокого давления// Ртутные лампы вы-
сокого давления. Перераб. и доп., пер. с англ / Под ред И. М. Весельницкого
и Г Н Рохлина. М Энергия, 1971 С. 11—48. Elenbaas W The high pressure
шегсигу vapour discharge/ Amsterdam: Norths—Holland Publ, Comp., 1951.
4.2. Финкельнбург В., Меккер Г. Электрические дуги и термическая плаз-
ма: Пер. с нем./ Под ред. В. А. Фабриканта. М.: Изд-во иностр, лит., 1961.
4.3. Рохлин Г. Н. Тепловые процессы в разрядах сверхвысокого давления:
Дис. ... канд. техн. наук. М., 1946.
4.4. Корлисс Ч., Бозман У. Вероятности переходов и силы осцилляторов
70 элементов/ Пер. с англ. О. Н. Митропольской. М.: Мир, 1968.
4 5 Методы исследования плазмы Сб. статей/ Под ред. В. Лохте-Хольт
I ревена: Пер. с англ / Под ред. С. Ю Лукьянова. М.: Мир, 1971 Межвузов-
ский сборник. Диагностика плазмы по контурам спектральных линий. Петро-
заводск, 1977; Оптика неоднородных сред. Петрозаводск, 1981.
4.6. Гиршфельдер Д., Кертисс Ч., Берд Р. Молекулярная теория газов и
жидкостей/ Пер. с англ. Изд-во иностр, лит., 1961.
4.7. Lowke J. J. Characteristics of Radiation — Dominanted Electric Arcs//
Journ. Appl. Phys. 1970 Vol. 41, № 6. P. 2588—2600.
4.8. Lowke J. J. A relaxation method of calculating arc temperature profi-
le« applied to discharges in sodium vapor// Journ. Quant. Spestrosc. Radiat.
Transfer. 1969. Vol. 9. P. 839—854.
4.9. Stormberg H. P., Schafer R. Time — dependent behavior of high — pres-
sure mercury discharges// J. Appl. Phys. 1983. Vol. 54, '№ 8. P. 4338—4347.
4.10. Jones B. F., Mottram DAJ. A semi — empirical formula to describe
the net emission coefficient of self — absorbed spectral lines, for use in model-
ling high—pressure discharge lamps// J. Phys. D: Appl. Phys. 1981. Vol. 14.
p 1183—1194.
4.11. Рабинович Г. И. Теория столба свободно горящей ксеноновой дуги
сверхвысокого давления как целого// Источники света. Изд. Информстан-
дартэлектро. М., 1968. Вып. 7. С. 16—30.
4.12. Волкова Е. Б., Кобина 3. Н., Рохлин Г. Н. Исследование теплового
баланса колбы натриевой лампы высокого давления// Светотехника. 1974.
№ 8. С. 3—5.
4.13. Jack A. G., Koedam М. Energy balances for some high-pressure gas
discharge lamps// J. Ilium. Eng. Soc., 1974, № 7. P. 323—329.
4.14. Zollweg R. J. Convection in vertical high-pressure mercury arcs//
J. Appl. Phys. 1978. Vol. 49, № 3. P. 1077—1091. Convection in vertical mer-
cury and metal halide arc lamps// J. of Inst. Elec. Soc. 1979. April. P. 126—131.
4.15. Ягуштын-Бузе M. Оптические методы исследования разрядных
ламп// Светотехника. 1988. № 9. С. 21—25.
4.16. Решенов С. П. Анализ характеристик ртутного разряда высокого
давления// Светотехника. 1988. № 12. С. 1—4.
5.1. Seeliger R., Bock R. Zum Theorie der Ziindung langer positiver Saii-
len// Zeitschr. fur Physik. 1938. Bd 110. S. 717—720.
5.2. Bartolomeyzyk W. Uber den Mechanismus der Ziindung langer entla-
dungs rohre// Annalen der Physik. 1938. S. 485—491.
5.3. Петер Г. Электронные лавины н пробой в газах. М.: Мир, 1968.
5.4. Атаев А. Е. Процессы зажигания и оптимизация на их основе кон-
струкций газоразрядных ртутных источников излучения высокого давления:
Автореф. дис. ... докт. техн. наук. М., 1983.
5.5. О зажигании ламп ДРЛ при низких температурах/ А. Е. Атаев,
О. Г. Корягин, Б. М. Мельников, С. Е. Овчукова// Светотехника. 1975. № 9.
С. 4—5.
5.6. Атаев А. Е., Архестова С. М., Урлапова М. П. О механизме перебро-
са в лампах типа ДРЛ// Тр. МЭИ. 1973. Вып. 275. С. 15.
5.7. Краснопольский А. Е., Соколов В. Б., Троицкий А. М. Пускорегули-
рующие аппараты для газоразрядных ламп. М.: Энергоатомиздат, 1988.
5.8. Фугенфиров М. И. Электрические схемы с газоразрядными лампами.
М.: Энергия, 1974.
5.9. Ртутные лампы высокого давления/ Перераб. и доп., пер. с англ,
под ред. И. М. Весельницкого и Г. Н. Рохлина. М.: Энергия, 1971, гл. 3.
С. 77—112.
5.10. Drop Р. С., Polman J. Calculation on the effect of supply frequency
on the positive column of a lowpressure Hg—Ar Ac discharge// Journ. Phys.
D. Appl. Phys. 1972. Vol. 5, № 3. P. 562—568; Journ. Phj's. D. Appl. Phys.
1972. Vol. 5. № 2. P. 266—279.
5.11. Ломов А. А., Миленин В. M., Тимофеев Н. А. Исследование положи-
тельного столба разряда в смеси ртуть — аргон в условиях импульсной моду-
ляции тока// ЖТФ. 1978. Т. 48, вып. 10. С. 2054—2059// Светотехника. 1984.
4; 1983. № 6 и 7; 1981. № 4.
5.12. Вашкис А. Математическое моделирование плазмы положительного
столба люминесцентной лампы.— Науч, труды вузов ЛитССР// Электротех-
ника. 4(ХШ). Вильнюс. 1977. С. 155—157.
5.13. Lowke J. J., Zollweg R. Y. Theoretical prediction of ac characteristics
of mercury arc lamps// Journ. Ilium. Eng. Soc. 1975. Vol. 4, № 4. P. 253—259.
5.14. Waymouth J." F. Current Runaway in Fluorescent Lamps// Journ.
Iljumin. Eng. Soc. 1972. October. P, 43—49.
5.15. Бальсис P. И., Вашкис А. А., Рохлин Г. H. К исследованию переход-
ных процессов в плазме люминесцентных ламп// Светотехника. 1986. № 12.
С. 4—6.
5.16. Импульсные источники света/ И. С. Маршак, А. С. Дойников,
В. П. Жильцов и др.; Под общ. ред. И. С. Маршака. — 2-е изд., перераб. и
доп. М.: Энергия. 1978.
5.17. Александров А. Ф., Рухадзе А. А. Физика сильноточных электрораз-
рядных источников света. М.: Атомиздат. 1976.
5.18. Рохлин Г. Н., Рабинович Г. И. Световые и электрические характе-
ристики ртутных и ксеноновых разрядов при больших концентрациях мощ-
ности// Источники света. Вьш. 3. С. 41—51. Изд. ВНИИЭМ Госкомитета по
электротехнике при Госплане СССР. М., 1964.
6.1. Рохлин Г. Н. Газоразрядные источники света высокого и сверхвысо-
кого давления. Сб. материалов научно-технического совещания «Светотехни-
ческая промышленность СССР». Изд. ЦИНТИ электротехнической промыш-
ленности и приборостроения, 1961. С. 30—35.
6.2. Рохлин Г. Н. Расчет газоразрядных ламп// Источники света. Изд.
ЦБТИ Госкомитета СМ СССР по автоматизации и машиностроению, 1961.
Вып. 1. С. 16—42.
6.3. Димов И. Т. Об автоматизации проектирования люминесцентных
ламп// Светотехника. 1984. № 8. С. 3—5.
6.4. Литвинов В. С. Оптимизация источников света массового применения.
М.: Энергоатомиздат, 1990.
7.1. Эспе В. Технология электровакуумных материалов. Т. II. Силикат-
ные материалы: Пер. с нем./ Под ред. Р. А. Нилендера и А. А. Котляра. М.:
Энергия, 1968.
7.2. Ходкевич Л. И., Леко В. К. Кварцевое стекло в производстве элек-
тровакуумных изделий. М.: Энергоиздат, 1981.
7.3. Выдрнк Г. А., Соловьева Т. В., Харитонов Ф. Я. Прозрачная керами-
ка. М.: Энергия, 1980.
7.4. Мнхеев М. А., Михеева И. М. Основы теплопередачи. М.: Госэнерго-
издат, 1977.
7.5. Рохлин Г. Н. Приближенный метод теплового расчета внешних колб
натриевых ламп высокого давления// Светотехника. 1978. № 8. С. 1—4.
7.6. Пчелнн В. М., Рохлин Г. Н. Расчет температурного поля колб источ-
ников света// Светотехника. 1980. № 2. С. 21—24.
7.7. Нарыжный А. Г., Сапрыкин В. Н., Юдин Г. И. Расчет трехмерного
нестационарного температурного поля цилиндрической оболочки с неравно-
мерно распределенными источниками тепла// Вопросы механики деформируе-
мого твердого тела. Темат. сб. науч, трудов. Харьков: 1981. Вып. 2. С. 12—17.
7.8. Метод экспериментально-расчетного определения тепловых полей го-
релок металлогалогенных ламп/ Ю. П. Петренко, В. С. Литвинов, М. Г. Сер-
гиева, М. Г. Андреев// Тр. Всесоюз. НИИ источников света. Саранск: 1982.
Вып. XIV. С. 41—51.
7.9. Кулаков М. В., Макаров Б. И. Измерение температуры поверхности
твердых тел. М.: Энергия, 1969.
7.10. Бородин В. И., Луизова Л. А., Сысун В. И. Исследование темпера-
турного поля и энергетического баланса горелки МГЛ простым интерферо-
метрическим методом// Светотехника. 1973. № 12. С. 8—10.
7.11. Излучательные свойства твердых материалов: Справочник/ Под общ.
ред. чл.-кор. АН СССР А. Е. Шейндлина. М.: Энергия, 1974.
7.12. Lee D. W., Kingery W. D. Radiation energy transfer and thermal
conductivity of ceramic oxides// J. Amer. Ceramic Soc. 1960. Vol. 43-. P. 594.
7.13. Импульсные источники света/ И. С. Маршак, А. С. Дойников,
В. П. Жильцов и др./ Под общ. ред. И. С. Маршака. — 2-е изд., перераб.
и доп. М.: Энергия, 1978.
7.14. Беляев Н. М. Сопротивление материалов. М.: Физматгиз, 1962.
7.15. Сасоров В. П. Герметичные вводы в кварцевые лампы// Электро-
вакуумная техника. М.' Энергия. 1967. Вып. 43. С. 12—22.
7.16. Денисов В. П., Мельников Ю. Ф. Технология н оборудование произ-
водства электрических источников света. М.: Энергоатомиздат, 1983.
7.17. Пчелин В. М., Рохлин Г. Н. Уточненный метод расчета температур-
ного поля колб и других элементов ламп цилиндрической формы на примере
расчета длинных фольговых вводов// Светотехника. 1979. № 12. С. 15—16.
8.1. Гершун А. А. Прохождение света через плоский слой светорассенваю-
щей среды (Тр. ГОИ). 1936. Т. 11. С. 99, 43. Избранные труды по фотометрии
и светотехнике. М.: Физматгиз, 1958.
8.2. Бутаева Ф. А., Долгополов В. И., Фабрикант В. А. Некоторые проб-
лемы, связанные с разработкой люминесцентных ламп// Изв. АН СССР. Сер.
физическая. 1945. Т. 9, № 4—5.
8.3. Иванов А. П. Влияние поглощения люминесценции на ее интенсив-
ность в порошкообразных люминофорах// ЖЭТФ. 1956. Т. 30, № 1.
8.4. Гугель Б. М. Люминофоры для электровакуумной промышленности,
М.: Энергия, 1967.
8.5. Казанкин О. Н. Неорганические люминофоры. Л.: Химия, 1975.
9.1. ГЫешивцев Н. В. Катодное распыление. М.: Атомиздат, 1968.
9.2. Москаленко Б. И. Разряд с полым катодом. М.: Энергия, 1969.
9.3. Никонов Б. П. Оксидный катод. М.: Энергия, 1979.
9.4. Охонская Е. В., Решенов С. П., Рохлин Г. Н. Электроды газоразряд-
ных источников излучения. Саранск, 1978.
9.5. Решенов С. П. О расчете режима катодного пятна на электродах
люминесцентных ламп// Светотехника. 1965. Ns 12. С. 25—29. Расчет режима
катодного пятна в дуговом разряде низкого давления// Светотехника. 1976.
N> 4. С. 18—19.
9.6. Решенов С. П. Катодные процессы в дуговом разряде, разработка
методов расчета и конструирование электродов газоразрядных источников
излучения: Автореф. дис. ... докт. техн. наук. М., 1984.
9.7. Баранова В. И., Леонов Г. С., Решенов С. П. Модель процессов в ду-
говых лампах высокого давления// Светотехника. 1987. № 8. С. 9—12.
9.8. Эрбе Г. Исследование температурного режима протяженных электро-
дов дуг высокого и сверхвысокого давлений// Светотехника. 1969. № 8.
С. 5—7.
9.9. Распределение температуры по длине электрода дуговой лампы/
Л. Е. Белоусова, К- С. Бородин, Е. И. Гайдуков и др.// Теплофиз. выс. темп.
1979. Т. 17, № 5. С. 1082—1085.
9.10. Розовский Е. И., Митнн А. И., Решенов С. П. Численное решение
задачи теплопроводности для цилиндрического стержня с коническим кон-
цом// Инж.-физич. журн. 1978. Т. 34, № 4. С. 734.
9.11. Пивоваров Г. Я., Саминский Л. А. Термохимические процессы элек-
тровакуумного производства. М.: Энергия, 1975.
9.12. Гетерортутный дозатор для люминесцентных ламп/ С. К- Ильин,
А. М. Кокинов, Л. Е. Петровский, Н. Н. Щербакова// Светотехника. 1984.
Ла 4. С. 19—21.
9.13. Федоров В. В. Производство люминесцентных ламп. М.: Энергоиздат,
1981.
9.14. Охонская Е. В., Решенов С. П., Рохлин Г. Н. Механизм истощения
эмиттирующего покрытия электродов в разряде низкого давления на пере-
менном токе// Светотехника 1974. Ns 2. С. 1—4
9.15. Майоров М. И., Самородова Н. В., Тимкаева Г. Т. Исследование
температуры катодного пятна в люминесцентных лампах низкого давления
По инфракрасному излучению// Светотехника. 1979. № 6. С. 11—12.
9.16. Рохлин Г. Н., Решенов С. П. О цикле атомов оксида в прнэлектрод-
ной области дугового разряда// Светотехника. 1970. № 11. С. 5.
9.17. Левин И. А. Разработка и производство мощных ламп ДРЛ на Мос-
ковском заводе электровакуумных приборов (МЗЭВП)// Электротехн.
пром-сть. Сер. Светотехн, изделия. 1974. Вып. 3(27). С. 6—8.
10.1. Фабрикант В. А. Физика и техника люминесцентных ламп// УФН.
1945. Т. 27, вып. 2. С. 159—198.
10.2. Бутаева Ф. А., Фабрикант В. А. Влияние параметров разряда на
С о
интенсивность резонансных линий ртути 1850 А и 2537 А// ЖТФ. 1948.
Т. 18, вып. 9. С. 1127—1135.
10.3. Весельницкий И. М. Определение оптимальных параметров и неко-
торые вопросы конструирования люминесцентных ламп повышенной мощно-
сти: Дис. ... канд. техн. наук. М, 1966.
10.4. Жаркова Ю. В. и Рохлин Г. Н. Резонансное излучение в парах кад-
мия// ДАН СССР. 1951. Т. 81, № 2.
10.5. Литвинов В. С., Троицкий А. М. Учебное пособие по курсовому про-
ектированию источников света. М.: Изд-во МЭИ. 1975.
10.6. Verbeek Т. С., Drop Р. С. The positive column of low — pressure
Hg/Ne and Hg/Ne/Ar discharge// Journ. of Phys. D: Appl. Phys. 1974. Vol. 7.
P. 1677—1683.
10.7. Боос В. Г. Некоторые вопросы разработки энергоэкономичных лю-
минесцентных ламп мощностью 58 Вт// Электротехн. пром-сть. Сер. Свето-
техн. изделия. 1982. Вып. 4(76). С. 1—4.
10.8. Verstegen J. М. Р. J. New class of phosphors for «deluxe» fluorescent
lamps// Light. Research and Technol. 1974. Vol. 6, № 1. P. 31—32.
10.9. Пляскин П. В., Федоров В. В., Буханов Ю. А. Основы конструиро-
вания электрических источников света. М.: Энергоатомиздат, 1983.
10.10. Димов И. Т., Литвинов В. С. К методу расчета напряжения пробоя
разрядных ламп с ртутной основой// Светотехника. 1981. № 10. С. 5—7.
10.11. Весельницкий И. М. и Боос В. Г. К вопросу о предельных нагруз-
ках в люминесцентных лампах// Светотехника. 1966. № 10. С. 11—16.
10.12. Димов И. Т. Теоретический анализ механизма зажигания люми-
несцентных ламп// Светотехника. 1984. № 11. С. 15—16.
11.1. ГОСТ 6285—74. Лампы люминесцентные ртутные низкого давления.
11.2. Васягин Н. И., Кожушко Г. М. Эксплуатационные характеристики
амальгамных люминесцентных ламп// Электротехн. пром-сть. Сер. Светотехн,
изделия. 1973. Вып. 5(20). С. 12.
11.3. Бляхман Э. А., Ратнер И. М., Халуповский М. Д. Оптимизация
спектров люминофоров — новый путь повышения эффективности люминес-
центных ламп (обзор)// Светотехника. 1975. № 10. С. 16—17.
11.4. Haft Н. Н., Thornton W. A. High performance fluorescent lamps//
Journ. JES. 1972. Vol. 2, № 1. P. 29—35.
11.5. Licht fur Innen und AuBen. Osram. 1984/85.
11.6. К вопросу о лампах с узкополосными спектрами излучения/
Ф. А. Бутаева, И. М. Дьяконова, Р. С. Иоффе и др.// Светотехника. 1980.
№ 10. С. 13—15.
11.7. Уткин В. Н. К расчету коэффициента пульсаций освещенности//Све-
тотехника. 1987. № 7. С. 12—14.
11.8. Зимогляд Л. С., Казанкин О. М. К вопросу о запасании и эффектив-
ности галофосфатных люминофоров// Светотехника. 1973. Ns 9. С. 16—17.
11.9. Ерашова Э. М., Колокольцева Л. П. Сорбция ртути ламповыми лю-
минофорами в люминесцентных лампах// Электротехн. пром-сть. Сер. Свето-
техн. изделия. 1982. Вып. 2(74). С. 13.
11.10. Боос В. Г. Некоторые вопросы разработки энергоэкономичных лю-
минесцентных ламп мощностью 58 Вт// Электротехн. пром-сть. Сер. Свето-
техн. изделия. 1982. Вып. 4 (76). С. 1—4.
11.11. Vrenken L, Е., Veenstra W. Some performance and application
aspects// Light. Research and Technology. 1983. Vol. 15, iNs 2. P. 98—104.
11.12. Кулаков И. А., Рожкова Н. В. Компактные люминесцентные лам-
пы и светильники с ними (обзор)// Светотехника. 1984. № 3. С. 18—26. Со-
стояние и развитие компактных люминесцентных ламп// Светотехника. 1985.
j\|o 9. С. 12—15.
11 13. Юшков Д. Д. Везэлектродные источники света (обзор)// Светотех-
ника. 1984. № 2. С. 23—26.
11.14. О влиянии качественного состава амальгам на температурную за-
висимость светового потока люминесцентных ламп/ Л. Ф. Козин, Ю. А. Ме-
щеряков, Р. Ш. Нигметова и др.//. Светотехника. 1977. № 5. С. 8—9.
11.15. Виноградов О. А., Хорохорин Ю. Н. К вопросу о внутреннем отра-
жении в щелевых люминесцентных лампах// Светотехника. 1975. № 8. С. 13.
К расчету потоков излучения щелевых люминесцентных ламп// Светотехника.
1977. № 4. С. 4—5. О выборе оптимального углового размера щели в щеле-
вой люминесцентной лампе// Светотехника 1977. № 6. С. 16—17.
11.16. Боос В. Г. О расчете люминофорного и отражающего покрытий
в люминесцентных лампах-светнльниках// Светотехника. 1977. № 5. С. 3—5.
11.17. Королев В. И., Мещеряков Ю. А., Морозова Т. И. Разработка и
производство энергоэкономичных люминесцентных ламп// Светотехника. 1986.
№ 8. С. 3—6.
11.18. Троицкий А. М. и Юшков Д. Д. Определение параметров безэлек-
тродного разряда// Светотехника. 1984. № 11. С. 6—7.
12.1. Strum С. Н. Vorschaltgerate und Schaltungen fur Nieder-spannungs-
Entladungslampen. Mannheim, Essen, 1974. 645 s. См. также Штурм К- Г.
Пускорегулирующая аппаратура и схемы включения люминесцентных ламп:
Пер. с нем. А. М. Троицкого/ Под ред. В. В. Мешкова и В. С. Литвинова.
М.: Изд-во иностр, лит., 1961.
12.2. Ждущее зажигание люминесцентных ламп с полупроводниковыми
стартерами/ И. Ю. Мартинайтис, А. А. Микуленис, С. Ю. Масекас, И. И. Яси-
нескас// Светотехника. 1977. № 5. С. 9—11.
12.3. Сивачев В. М., Смирнова Е. Ю. Номенклатура электромагнитных
пускорегулирующнх аппаратов для разрядных ламп// Светотехника. 1988.
№ 10. С. 19—23.
12.4. А. с. 169692 (СССР), Устройство для регулирования светового по-
тока нескольких параллельно включенных люминесцентных ламп/ А. Е. Крас-
нопольский, В. И. Бурак// Бюллетень изобретений. 1965. № 7.
12.5. Микуленис А. А. Эксплуатационные параметры ламп типа ЛХБ40
при высокочастотном питании// Светотехника. 1984. № 11. С. 20—21.
12.6. Covington Е. D. Life prediction of fluorescent lamp// J. Illumin.
Eng. 1971. March. P. 159—164.
12.7. Литвинов В. С., Ходанр М. М., Гуров Ю. П. О методе ускоренного
определения срока службы люминесцентных ламп в режиме непрерывного
горения// Светотехника. 1966. № 9. С. 5—9.
12.8. Миль Э. И., Рожкова Н. В. Об ускоренном определении средней
продолжительности горения люминесцентных ламп// Светотехника. 1969.
№ 2. С. 6—11.
12.9. Ускоренный контроль стабильности светового потока люминесцснт-
ных ламп/ Л. В. Баумгартен, Э. И. Миль, А. И. Митин и др.// Светотехни-
ка. 1976. № 9. С. 6—8,
13.1. Van Tongeren Н., Heuvelmans J. Posotove Column of Na—Ar and
Na — Ne — Ar de Low — Pressure Discharges// J. Applied Phys. 1974. Vol. 45.
P. 3844,
13.2. Исследование соляризации увиолевых стекол для бактерицидных
ламп/ А. П. Дубкова, А. Г. Дымов, Г. В. Кочеткова и др.// Светотехника.
1975. № 10. С. 8—9.
13.3. Газоразрядные источники света для спектральных измерений/
К. П. Курейчик, А. И. Безлепкин, А. С. Хомяк, В. В. Александров/ Под ред.
В. В. Грузинского. Минск: Изд-во «Университетское». 1987.
13.4. Актон Д., Свифт Д. Газоразрядные лампы с холодным катодом:
Т!ер. с англ./ Под ред. Ф. М. Яблонского. М. — Л.: Энергия, 1965.
13.5. Газосветная реклама/ П. А. Дормакович, А. В. Петров, Т. А. По-
волоцкая, О. Ю. Щепанский. М.: Энергоатомиздат, 1991.
13.6. Яблонский Ф. М. Газоразрядные приборы для отображения инфор-
мации. М.: Энергия, 1979.
13.7. Лампы газоразрядные. Каталог 09.5.01-80. М.: Информэлектро. 1980
и Каталог 09.50.07-75. М.: Информэлектро. 1975.
13.8. Licht fiir Kinoproektion, Techr.ik und Wissenschaft. Osram. 1986.
14.1. Ртутные лампы высокого давления: Сб. статей. Перераб. и доп.,
пер. с англ./ Под ред. И. М. Весельницкого и Г. Н. Рохлина. М.: Энергия.
1971.
14.2. Сарычев Г. С., Гаврилкина Г. Н. Исследование спектра излучения
столба ртутного разряда высокого давления// Светотехника. 1966. № 2.
С. 4—8.
14.3. Lamps for Industrial Processing and Reprography. Philips, 1982.
14.4. Шапочник M. M. О перспективах применения в лампах ДРЛ орто-
ванадата иттрия, активированного европием// Светотехника. 1969. № 5.
С 21—25.
14.5. Сборник трудов ВНИИ люминофоров «Люминесцентные материалы
и особо чистые вещества»/ А. П. Приказчикова, Ю. В. Пономарев, А. А. Гла-
голева, Э. П. Боев. Ставрополь, 1971. Вып. 5.
14.6. Васягин Н. И., Волков В. И., Кожушко Г. М. Температурная зави-
симость люминесценции новых люминофоров для ламп ДРЛ// Светотехника.
1973. № 2. С. 6—7.
14.7. ГОСТ 16354—77. Лампы ртутные дуговые высокого давления.
14.8. О законе спада светового потока ламп ДРЛ/ В. М. Асанов,
Р. Ф. Кирсанов, В. И. Королев, А. В. Лавров// Светотехника. 1976. № 9.
С. 14—15.
14.9. Бикбаева Г. X., Сыромятникова М. А. Лампы типа ДРЛ с повышен-
ной стабильностью светового потока// Светотехника. 1983. № 2. С. 3—5.
15.1. Kiihl В. Quecksilber — Hochdruck lampen mit lodid-zusatzen// Licht-
tcchnik. 1964. Bd 16, № 2. S. 68—71.
15.2. Bauer A. Hochdruckentladungslampen mit Metall-halogenidzusatzen//
Lichttechnik. 1964. Bd 16, № 3. S. 118—120.
15.3. Рохлин Г. H. Ртутные лампы высокого давления с добавками гало-
идных соединений. Гл. 7// Ртутные лампы высокого давления: сб. статей,
перераб. и доп., пер. с англ.// Под ред. И. М. Весельницкого и Г. Н. Рохлина.
М.: Энергия, 1971. С. 258—326.
15.4. Сарычев Г. С. Выбор наполнения газоразрядных источников излуче-
ния// Светотехника. 1967. № 1. С. 15—16.
15.5. Сарычев Г. С., Гаврилкина Г. Н. Характеристика положительного
столба ртутного разряда высокого давления с добавкой иодида таллия//
Светотехника. 1966. № 7. С. 1—5.
15.6. О роли процессов ионизации в ртутных лампах с циклом в парах
иодида таллия/ Г. С. Сарычев, Г. Н. Гаврилкина, А. П. Ермаков, Ю. А. Бу-
ханов// Светотехника. 1967. № 6. С. 1—4.
15.7. А. с. 216847 (СССР). Газоразрядная лампа высокого и сверхвысо-
кого давления/ Г. С. Сарычев, Г. Н. -Рохлин, Г. Н. Гаврилкина, Ю. А. Буха-
нов// Бюллетень изобретений. 1968. № 15.
15.8. Пчелин В. М. Исследование компактных металлогалогенных ламп
с редкоземельными излучающими добавками и разработка серии ламп для
освещения при цветных телепередачах: Автореф. дис. ... канд. техн. наук.
М„ 1982.
15.9. Zollweg R. J. Reducing additive segregation in metal hallide high —
intensity discharge lamps// J. Illumin. Eng. Soc. 1975. October. P. 12—19.
1510 . Fohl T. Convective effects in arcs// J. 1 Humin, ng. Soc. 197 .
Vol. 4, № 4. P. 265—269.
15.11. Рохлин Г. H., Кожушко Г. М. Исследование расслоения излучения
натрия в вертикально работающих МГЛ// Тезисы доклада на VHI Всесоюз-
ной научно-технической конференции по светотехнике. Саранск, 1981.
15.12. Бородин В. И. Конвекция в ртутных дуговых разрядах с легко-
ионизируемыми примесями// Теплофизика высоких температур. 1982. Т. 29,
№ 3. С. 433—436.
15.13. Исследование временных и пространственных распределений пара-
метров многокомпонентной плазмы закрытой дуги высокого давления/
В. И. Бородин, Л. А. Лунзова, В. А. Трухачева, А. Д. Хахаев// Оптика не-
однородных сред. Межвуз. сб. Петрозаводск: 1981. С. 117—141.
15.14. Бородин В. И. К теории расслоения примесей в закрытых дуговых
разрядах высокого давления// Оптика неоднородных сред. Межвуз. сб. Пет-
розаводск: 1981. С. 88—99.
1515. Stormberg Н. Р. Axial and radial segregation in metal halide
arcs// J. Appl. Phys. 1981. Vol. 52. № 5. P. 3233—3237.
15.16. Zaengel Th., Groiss E. Laser scattering from metal halide arcs//
Third Internat. Sympos. on the Science and Technology of Light Sources.
Toulouse: 1983. April.
15.17. Спектроскопические исследования металлогалоидных ламп/
А. Д. Хахаев, В. Г. Вдовин, В. С. Кривчеикова и др.// Светотехника. 1972.
№ 8. С. 1—4.
15.18. Вдовин В. Г., Луизова Л. А., Хахаев А. Д. Определение атомной
температуры плазмы в закрытых дугах с помощью голографической интерфе-
рометрии// Светотехника. 1975. № 2. С. 13—14.
15.19. Бородин В. И., Луизова Л. А., Хахаев А. Д. Определение атомной
температуры в закрытом стационарном разряде высокого давления интерфе-
рометрическим методом// Оптика неоднородных сред. Межвуз. сб. Петроза-
водск: 1981. С. 24—25.
16.1. А. с. 752555 (СССР). МКИ HOI 61/20. Металлогалогенная лампа/
Г. Н. Рохлин, Г. М. Кожушко, В. И. Иваний// Бюллетень изобретений. 1980.
№ 28.
16.2. Кожушко Г. М. Пути совершенствования и разработка конструк-
ции и технологии промышленного производства осветительных металлогало-
генных ламп с улучшенными параметрами: Автореф. дис. ... канд. техн. наук.
М., 1983.
16.3. Koury F., Gungle W. C., Waymouth J. F. A new generation of metal
halide lamps// J. fllumin. Eng. Sos. 1975. January. P. 106—110.
16.4. Вдовин В. Г., Терентьева Н. Д. Определение оптимального соотно-
шения иодидов Na, Tl и In в металлогалоидных лампах// Светотехника. 1969.
№ 6. С. 5—8.
16.5. Свойства высокотемпературных эмиссионных покрытий ламп высо-
кого давления/ А. М. Кокинов, Ю. А. Корочков, Л. М. Митяйкина, В. Н. Руд-
нев// Светотехника. 1984. № 8. С. 1—3.
16.6. Вдовин В. Г., Корочков Ю. А. К вопросу создания катодов для ме-
таллогалоидных ламп// Светотехника. 1971. № 9. С. 21—23.
16.7. А. с. 851550 (СССР). МКИ HOI 61/18. Газоразрядная лампа высо-
кого давления/ В. М. Пчелин, Г. Н. Рохлин, И. Ф. Минаев, Б. М. Мельни-
ков// Бюллетень изобретений. 1981. № 28
16.8. О зажигании металлогалогенных ламп/ А. Е. Атаев, В. С. Литви-
нов, Т. Б. Назарова, М. Н. Урлапова// Светотехника. 1983. № 4. С. 16—17.
16.9. High Intensity Discharge Lamps. General Electric. 1975.
16.10. Кобина 3. H„ Рохлин Г. H., Семенов Н. Я- Разработка ртутной
лампы с добавками иодидов натрия, таллия и индия// Светотехнические изде-
лия. Научно-технич. сб. 1970. Вып. 2. М.: Информэлектро.
Г6.11. Кобина 3. Н. Исследование и разработка ртутно-кварцевой лампы
высокого давления с добавками иодидов металлов Дис. ... канд. техн. наук.
М., 1973.
16.12. Keeffe W. М., Krasko Z. A new low voltage metal halide lamp//
Lighting Design and Application. 1985. November P. 48—52.
17.1. Кулаков И. А. Металлогалогенные газоразрядные лампы за рубе-
жом (обзор)// Светотехника. 1975. № 11. С. 21—27.
17.2. Кожушко Г. М„ Рохлин Г. Н. Характеристики металлогалогенных
ламп с различными наполнениями// Светотехника. 1982. № 11. С. 1—4.
17.3. Некоторые аспекты создания и освоения производства линейных ме-
таллогалогенных ламп для цветного телевидения/ В. Е. Демышев, В. Г. Су-
лацков, А. М. Кокинов и др.// Тр. Всесоюз. НИИ источников света. Саранск,
1981. Вып. XII. С. 33—45.
17.4. Разработка серин компактных металлогалогенных ламп для цвет-
ного телевидения/ Г. Н. Рохлин, В. М. Пчелин, Т. В. Маслова н др.// Элек-
тротехн. пром-сть. Сер. Светотехн, изделия. 1977. Вып. 6(48). С. 9—10.
17.5. Влияние состава наполнения и условий разряда на спектральные и
цветовые характеристики шаровых металлогалогенных ламп типа ДРИШ для
цветного телевидения/ Г. Н. Рохлин, Т. В. Маслова, А. В. Киселев, Л.Ф. Оси-
кова// Электротехн. пром-сть. Сер. Светотехн, изделия. 1978. Вып. 1(49).
С. 10—11.
17.6. Some aspects of the tin halide molecular аге/ P. C. Drop, J. J. De-
Groot, A. G. Jack, G. C. Rouweler// Lighting Res. and Technol. 1974. Vol. 6,
№ 4. P. 212—216.
17.7. Reinhold H. Zinnhalogenid — Kurzbogenlampen fur Optische Gerate//
Fernseh- und Kino-Technik. 1978. Bd 32, № 8 S. 291—294.
17.8. Буханов Ю. А., Гаврилкина Г. H., Сарычев Г. С. Развитие примене-
ния оптического излучения в технологических процессах промышленного про-
изводства// Светотехника. 1975. № 12. С. 17—19.
17.9. Pat. 4.161.67 (USA). MKN HO1J1/30. High Pressure metal Vapor
discharge lamps of improved efficacy/ D. M. Cap and others. 1979, July.
17.10. Cohen S. Ballasting the New Metallic-Additive Discharge Lamps//
IHurnin. Eng. 1965. № 11. C. 660—666.
17.11. An ultra high efficacy (UHE) HID lamp/ R. J. Zollweg, C. S. Liu,
C. Hirayama, J W. McNall// Journ. Iliumin. Eng Soc. 1975. Vol. 4, № 4.
P. 249.
17.12. Захарьевский А. В. О работе технического комитета 2.1 «Источни-
ки видимого излучения»// Светотехника. 1976. № 5. С. 28—30.
17.13. Новые направления развития газоразрядных ламп/ И. С. Дроп,
А. Г. Жак, Р. Лоренц, Т. Г. Вербик// Докл. на заседании Техн, комитета 2.1
XVIII сессии Междунар. комиссии по освещ., Лондон, 1975, сент.
17.14 Минаев И. Ф., Чертвергов Д. П. К вопросу об измерении цвето-
фотографической температуры источников света для цветного кинематографа/
1р. ВНЙИИС им. А. Н. Лодыгина. В сб.: Расчет параметров и конструиро-
вание источников света. Саранск. 1985. Вып. 17. С. 113—120.
17.15. Маршак И. С. Современные высокоинтенсивные источники света/
Под ред. В. С. Литвинова. «Итоги науки и техники по светотехнике». Т. 4.
Изд. ВИНИТИ. М., 1976.
17.16. Venture Lighting International. 1989 Lamp Catalogue and Techni-
cal Guide (США) н в
17.17 Зеркальные металлогалогенные лампы типа ДРИЗ. Новые изде-
лия// Светотехника. 1988. № 9.
18.1. Nelson Е. Н. Progress in research on high pressure mercury — va-
pour lamps// Gener. Electr. Comp. Journal. 1961. Vol. 28. P. 165.
18.2. Pat. 3.026.210 (USA). Transparent Aluminia and Methods of Prepa-
ration R. L. Coble. 3.01.1961.
18.3. Schmidt К. Radiation characteristics of «high pressure» alkali metal
discharges// Proceedings of the 6th Internal. Confer, on phenomena in ionised
gases. Paris. 1963. № 3. P. 323.
18.4. Van Vliet, Jr., and J. J. de Groot. High-pressure sodium discharge
lamps (Review)// J. E. E. Proc. 1981. Vol. 128. Pt. A. № 6. P. 415—441.
18.5. Waymouth J. F., Wyner E. F. Analysis of factors affecting efficacy
of high pressure sodium lamps/ J. lllumin. Eng. Soc. 1981. July. P. 237—244.
18.6. Akutsu H. Trends in HPS Lamp technology/ J. Lighting Research
and Technol. 1984. Vol. 16, № 2. P. 73—84.
18.7. A. c. 300909 (СССР). МПК HOI 61/30. Газоразрядная лампа в све-
топропускающей керамической оболочке/ Е. Б. Волкова, С. А. Паразян,
Г. Н. Рохлин// Бюллетень изобретений. 1971. № 13.
18.8. McVey С. I. High-pressure sodium lamp technology// JEE Proc.
1980. Vol. 127. Pt. A. № 3. P. 158.
18.9. Hirayama C-, Andrew К F., Klinosky R. L. The vapor pressures of
sodium and mercury over sodium amalgams at HPS lamp operating tempera-
tures// J. lllumin. Eng. Soc. 1983. January. P. 68—69.
18.10. Расчет спада световой отдачи натриевой лампы высокого давления
при различной структуре трубок нз окиси алюминия/ Л. А. Забродина,
В. С. Коннченко, Б. В. Лаврентьев и др.// Светотехника. 1977. № 6. С. 15—16.
18.11. Волкова Е. Б. Исследование и разработка натриевых ламп высо-
кого давления мощностью 250 Вт: Автореф. дис. . канд. техн. наук. М.,
1983.
18.12. Зависимость световых и электрических характеристик натриевого
разряда высокого давления от состава н температуры амальгамы натрия/
Е. Б. Волкова, Н. А. Родионова, Г. Н. Рохлин, А. В. Ясаков// Светотехника.
1976. № 10. С. 10—12.
18.13. Волкова Е. Б., Рохлин Г. Н. К вопросу о выборе и воспроизводи-
мости рабочего режима натриевых ламп высокого давления// Светотехника.
1980. № 8. С. 5—7.
18.14. Волкова Е. Б., Рохлин Г. Н. Инженерный расчет натриевых ламп
высокого давления// Светотехника. 1979. № 4. С. 1—3.
18.15. Denbigh Р. L„ Jones В. Р., Mottram D. A. J. Relationship between
efficacy, arc tube temperature and power dissipation in a high-pressure sodium
lamp// J. Phys. D: AppL Phys. 1983, Vol. 16. P. 2167—2180. Variation of
efficacy with arc tube bore and current in a high-pressure sodium lamp// JEE
Proc. 1985. Vol. A132, № 2. P. 99—103.
18.16. Wharmby D. O. Scientific aspects of the high-pressure sodium lamp/
JEE Proc. 1980. Vol. 127. Pt. A. № 3. P. 165—172.
18.17. Wharmby D. O. Energy Balances for a high-pressure sodium lamps//
Third Internal. Sympos. on the Science and Technology of Light Sources. Tou-
louse. 1983. April.
1818. Waymouth J. F. An elementary arc model of the high-pressure so-
dium lamp// JES Transaction. 1977. April. P. 131—140.
18.19. Волкова E. В., Рохлин Г. H. Изменение состава амальгамы натрия
в процессе работы натриевых ламп высокого давления// Электротехн.
пром-сть. Сер. Светотехнические изделия. 1980. Вып. 3(63). С. 3—5.
18.20. Разработки софитной натриевой лампы высокого давления со све-
товым потоком 50 000 лм./ Г. Н. Рохлин, Е. В. Волкова, А. В. Ясаков,
Н. А. Родионова// Электротехн. пром-сть. Сер. Светотехн, изделия. 1975.
Вып. 6(36). С. 2—3.
18.21. Рохлин Г. Н., Семенов Н. Я. Экспериментальное определение тем-
пературы горелок натриевых ламп высокого давления// Светотехника. 1978.
№ 12. С. 4—6.
18.22. Rickman Y. D. High — Pressure Sodium Lamp Arc Tube Tempera-
ture and Alumina Sublimation// J. Appl. Phys. 1977. Vol. 48, № 9. P. 3733—
3738.
18.23. Iwai I., Masui M. A newly designed high pressure sodium lapm//
J. Light and Vis. Env. 1977. Vol. 1. P. 7—12.
18.24. Ingold 1. H-, Taylor W. L. Correlation of high pressure sodium lamp
performance with arc tube transmission properties// J. Ill. Eng. Soc. 1982,.
P. 223—230.
18.25. Verderberg R. R., Morse O. Energy savings with solid—state bal-
lasted high-pressure sodium lamps// Light. Design and Appl. 1982. P. 34.
19.1. Характеристики излучения дуговых трубчатых ксеноновых ламп/
Л. И. Гаврилова, А. С. Дойников, Е. А. Еремин, В. К- Пахомов// Светотех-
ника. 1978. № 1. С. 11—14.
19.2. Вассерман А. Л. Ксеноновые трубчатые лампы и их применение. М.:
Энергоатомиздат, 1989.
19.3. Ровинский Р. Е. Расчет световых и электрических параметров газо-
разрядных ксеноновых ламп постоянного тока// Светотехника. 1958. № 8.
С. 5—10.
19.4. Абрамян А. А., Агабабян М. М. О модуляции ксеноновых коротко-
дуговых ламп// Светотехника. 1974. № 4. С. 9—11.
19.5. Рабинович Г. И. Электрические характеристики столба стационарной
ксеноновой дуги сверхвысокого давления// Светотехника. 1972. № 6. 1975.
№ 6. Расчет лучистых характеристик столба ксеноновой дуги СВД// Свето-
техника. 1973. № 12. Инженерный расчет яркости// Светотехника. 1975. № И.
19.6. Сасоров В. П. Мощные кинопроекционные ксеноновые лампы сверх-
высокого давления разборного типа// Техника кино и телевидения. 1965.
№ 12// Электровакуумная техника: Сб. статей. М.: Энергия, 1967. Вып. 43.
С. 4—11. •
19.7. Рабинович Г. И. Предельная мощность ксеноновых ламп постоянно-
го действия со свободно горящей дугой// Светотехника. 1968. № 3. С. 1—6.
ПРЕДМЕТНЫЙ указатель
Активатор 331
Активирование оксидных катодов 331
Амальгама 422
— натрия 610, 630, 649
Анод 319, 322, 325, 345, 346
Анодное свечение 167
Атомы возбужденные 81
Баланс мощности 213, 216, 632
— энергии 214, 215, 371, 490, 495,
509, 563
----- столба 482
----- электродов 319
Балласт емкостный 175
— емкостно-индуктивный 186
— индуктивный 174, 185, 186
— резисторный 173
Биполярная диффузия 62, 83, 305,
386, 453
Виспираль 328, 343
БМП 502, 589, 593, 685, 693
Больцмановский излучатель 109
Буферный газ 525, 532, 615
Ван-дер-Ваальсовы силы взаимодей-
ствия 121
ВАХ динамическая 169, 178
— статическая 168
Вводы 276
— в кварцевое стекло 280
— вакуумно-плотные 279, 618
— дисковые 281
— несогласованные 277
— разборные 276, 282
— согласованные 277
— фольговые 279, 283
Ведущее поле 161
Векторные диаграммы 182
Вероятность испускания 47
— поглощения 47
Видимый триплет ртути 65
Водяное охлаждение электродов 696
Возбуждение 81, 635
— ступенчатое 29, 71
Волновое число 21
Время нарастания напряжения 161
— разгорания 664
— релаксации 193
— формирования разряда 161
Вторичные процессы 69
Вынужденное излучение 48
Высвечивание фона 197
Выход излучения 121, 452, 536
Газосветные трубки тлеющего разря-
да 460
Галогениды олова 595
Галогенный цикл
Галофосфат кальция (ГФК) 365, 409
Геттер бариевый 611
— танталовый 344
Глубина пульсации см. Пульсация
Горелка 16
Градиент потенциала 87, 145, 218,
357, 453, 460, 462, 470, 626, 679
Гранулометрический состав люмино-
фора 296
Давление паров йодидов 569
---натрия 451, 631
---ртути 259, 273, 376, 469, 631
Диапазон спектра оптический 6
Дисперсионный (лоренцовский) кон-
тур 45, 79
Дифференциальная аппроксимация
ВАХ 198, 200
Диффузионная длина для электронов
161
Диффузия излучения 51
— метастабильных атомов 72
— натрия 581
— фотонов 56, 58
Длина свободного пробега 90
------средняя 107
Длины волн резонансных линий 27
Дозатор геттерортутный 330
Дозировка газа 275
— ртути 273, 469, 555
Дроссель линейный 185
Допплера уширение 44, 75, 79
Дуга, стабилизированная конвекцией
129
----стенками 129, 130
----электродами 129
Естественная ширина линии 43
Желобковые лампы 387
Жестчение 304
Зажигание ламп 430, 445, 501, 575,
668, 685, 693
---- бесстартерное 436
— — мгновенное 430
----на повышенной частоте 445
Зажигающая часть электрода 341
Зажигающее устройство 515, 685
Закон ослабления пучка фотонов 57
— Пашена 158
— подобия 132
Замкнутый химический цикл 523
Заряд объемный 307
— пространственный 305
Идеальный слой 294
Излучательная способность материа-
лов 251
Излучательный процесс 28
Излучающие добавки 526, 529, 537,
542, 560
Излучающий объем 223
Излучение 9, 465, 474, 496, 635
— индуцированное 30, 47
— линий 66, 109, ИЗ, 475, 527
----резонансных 120
— люминофора 361
— металлогалогенных добавок 534
— молекул 593
— разряда 19
----в инертных газах 675, 681
----ртутного 351, 400
— резонансное 20, 26, 120, 217, 353
— стимулированное 30, 47
— столба 490
— суммарное 126, 128
— тепловое 6
Инерционность излучения разряда
18, 193, 196
Ионизация 40, 100
— ступенчатая 29, 41, 71
Испускание излучения 42
Источники излучения погружные 597
Катафорез 331
Катод 320, 325, 345, 456
Катодное пятно 305, 306
— распыление 304
Катодолюминесценция 7
Квазинейтральность плазмы 60
Квазистационарность процессов 193
Квантовое отношение 294
Квантовый выход люминесценции 294,
373
Классификация ламп 15, 392, 414,
680
Колба 13, 16, 228, 556
Комплексы 608
Конвекция 150, 241, 511, 680
Контрагированный разряд 94
Контур спектральной линии 45, 46, 54
— с разрядной лампой 179
Концевые потери 207, 368
Концентрация атомов возбужденных
99, 528
---излучающих 72, 74, 76
---метастабильиых 72
— заряженных частиц 100
• — электронов 90
Коэффициент амплитуды 448
— аномальности 327
— вторичной эмиссии 156, 301
— диффузии метастабильиых атомов
72
— затухания 21
— излучения 244, 246, 250
— мощности 181
— нестабильности 171
— объемной ионизации 156
— поглощения 49, 50
— теплопроводности 108
КПД излучения линий 477
---столба 144, 219
— преобразования излучения 293
— световой 10
— слоя 295
— энергетический 10
«Красное отношение» 473, 507, 515
Кристаллизация кварцевого стекла
257
Критерии подобия 240
Лазерное излучение 124
Ламинарное течение 241
Лампы бактерицидные 457
— безэлектродные 420, 459
— волномерные 464
— высокого давления 467
высокой интенсивности 467
---эффективности 217
высокочастотного разряда 459
— газовые 464
— газоразрядные 674
— газосветные 460
— для модуляции излучения 460
— ДРЛ 473, 503, 513
— кадмиевые 459
— калиевые 458
— капиллярные 16, 490
— ксеноновые 686, 692, 694
— люминесцентные амальгамные 421,
459
------- безртутные 429
----кольцевые 393, 415
— — компактные 413
---повышенной интенсивности 385
----рефлекторные 423, 425
— — с направленным светораспреде-
лением 423
- специальные 421
— —• ультрафиолетовые 425
----цветные 425
----щелевые 423, 425
----энергоэкономичные 410
----эритемные 425
— металлогалогенные 522, 595, 598
•— натриевые высокого давления 609
---- низкого давления 451
— неоновые дуговые 460
----миниатюрные 464
---- сигнальные 464
— низкого давления 392, 451
— разборные кварцевые 692, 695
---металлические 696
— рефлекторные 520
— ртутно-кварцевые 467, 487
----с принудительным охлажде-
нием 490
----трубчатые 247, 474
— ртутно-накальные 520
— ртутные высокого давления 467
---------- с исправленной цветно-
стью 473, 503
— рубидиевые 458
>— с амальгамами 459
— сверхвысокого давления 467, 495,
674
— светильники 696
— спектральные 459
— сферические 271
— таллиевые 459
— тлеющего свечения 464
— точечные модуляторные 464
----образные 393
— УФО 426
— цезиевые 458
— цинковые 459
— четырехэлектродные ДРЛ 504
— шаровые 495, 589
— электродосветные 16
Лейкосапфир 246, 632
Линейчатый спектр 19
Лоренцовский контур линии 45
ЛТР 5, 95, 109, 136, 553, 633
Люкор 233
Люминесценция 7
Люминофор ламповый 7, 289, 297,
399 505
— узкополосный 366, 374, 400
Маркировка ламп 393, 503, 521, 583,
661, 684, 692
Металлокерамический узел (МКУ)
618
Метастабильный атом 21, 71, 72, 82,
355
Метод гармонического анализа 184
— подобия 133
—- поправок 211, 383, 657
— припасовывания 185
— эквивалентных синусоид 181
Механизм попадания добавок в раз-
ряд 542
— расслоения добавок 547
— эмиссии катодов 332
Механическая прочность 211
Миграция натрия 456
Модель катодных процессов 314
— разрядного канала 141, 145, 149
— столба 638, 641
Модуляция излучения 460, 690
Мощность нагрева 247, 254
— охлаждения 240
Нагрузочная характеристика 183
Надежность 11
Наполняющий газ 270, 388, 448, 451,
466, 510
Напряжение возникновения разряда
156, 167
горения 205, 513
— зажигания 412, 514, 575, 664, 669
— перезажигания 176, 579
— питания 205, 449
— погасания 519
Напряжения от давления 265
— растягивающие 265
— тепловые 267
Неоднородность спектра излучения
Непрерывное излучение 19, 112, 113
Нерезонансное излучение 116, 219
Нестабильность положения дуги 537
Нестационарный режим 288
Номинальные значения параметров 8
Область диффузионная 309
— ионизации 315
--- неравновесной 305, 309
— пространственного заряда 305,315
— теплопроводности 314
— электропроводности 315
Оксид алюминия 610, 618
— иттрия 640, 673
Оксидный катод 329, 331, 335
Оптимизация 212
Оптическая плотность 75
Оптический диапазон спектра 6
Охлаждение лампы 16, 237, 240
Падение потенциала анодное 304
----анодно-катодное 461, 470, 629,
679
----катодное 301, 303, 307, 312,
318, 360
Пауза тока 174
Переизлучение 66, 67, 55
Перенос излучения 51, 54
Пик перезажигания 176, 668
Плазма 60, 96, 98
Плотность потока излучения 114
— тока 303, 312
Погасание разряда 173
Поглощение излучения 42, 53
---- полное 54
Пограничный слой 243
Подвижность 92, 103
Подогрев электродов 160, 162, 446
Показатель поглощения 50, 57, 75
Поликристаллический оксид алюми-
ния (ПОА) 233, 246, 259
Положение горения 503, 662
Полуширина линии 43, 118
Потенциал возбуждения 26, 27, 39
— ионизации 26, 27
----эффективный 102
Потери мощности 172, 244
Поток резонансного излучения 61, 69
Правило отбора 21
Предельный нагрев колбы 257
----фольги 287
Преобразование излучения 289, 504
Приведенная температура 101
Приведенные затраты 13
Примеси 409
Принцип микроравновесия 42
— минимума Штеенбека 310
Пробой 161
Продолжительность горения 447
— жизни возбужденных атомов 20,
55, 78, 83
— цикла 449
Пространственное распределение из-
лучения 67, 683
Прочность колб 265, 268, 651
Пульсации светового потока 404, 443,
662
— тока 339, 693
Пускорегулирующий аппарат (ПРА)
179, 436
Работа выхода 299, 306
—• на повышенной частоте 117, 442
Рабочая часть электрода 341
Рабочее вещество 228
Равновесие между ударами I и II ро-
да 98
Радиальная откачка атомов натрия
453
Радиопомехи 445
Разгорание ламп 468, 501, 517, 664,
694
Разрушение электрода 339
Разряд дуговой 14, 158
----высдхого давления 247
— — низкого давления 60
— импульсный 14
— несамостоятельный 156
— прозрачный 68
— самостоятельный 157
— тлеюший аномальный 157
-----нормальный 14, 157
Распределение силы света 404, 423,
591, 683
— температуры 140, 284, 323, 545,
554, 656
— яркости 365, 492, 591, 688, 690
Расслоение излучения 539, 547
Расход эмиссионного покрытия 337
Расчет ламп 200, 379, 482, 510, 518,
643, 691
Расчетная температура 259
Реабсорбция 55, 119
Регулирование светового потока 441
Резервуары энергии разряда 188
Рекомбинационное излучение 112
Релаксационный метод 137
Световая отдача 10, 367, 385, 477,
507, 519, 531, 606, 612, 625, 629
----предельная 373
Светотехническое подобие разрядов
224
Сверхтонкая структура спектральных
линий 80
«Свободно-свободные» переходы 112
«Свободно-связанные» переходы 112
Сезерланда поправка 104, 107
Серии спектральных линий 22
Сечение эффективное 31
Скорость перемещения катодного
пятна 450
— фронта ионизации 163
Слой люминофора 289, 361
Соотношение Клейна — Росселанда
Соударения неупругие 29, 36, 40
— тушащие 30
— упругие 29, 36, 83
Спад светового потока 408
Спектры излучения 19
----атомов 20, 22
------- — натрия 613
------- ртути 470
----ламп 499, 521, 584, 591, 599
617, 664, 670
— линейчатые 19
— полосатые 20
Срок службы ламп 210, 447, 519
----полезный 11
------- полный 11
Стабилизация разряда 174
Стабилизирующий элемент 173, 174,
175
Стабильность 171, 186
Стартеры 431, 434
Статистическая теория уширения 44,
46
Статистический вес 42, 48, 99, 101
Стеклоцемент 620
Степень ионизации 99, 100, 101, 105
---- смеси 101
Стример 161, 165
Стробоскопический эффект 443
Стягивание разряда 94, 316, 537
Сумма состояний 99
Схемы включения 166, 180, 412, 428,
438, 457, 464, 501, 603, 665
— — бесстартерные 430, 436
----стартерные 430
— питания 445, 494
— энергетических уровней 23—26, 90
Температура компонентов плазмы 61,
96, 122
— поверхности катодного пятна 312
— разряда 144
Температурное поле 234, 238, 509,
511, 652
Термическая теория дуги 91, 124
Тепловая изоляция 454
Тепловое испарение 335
Тепловой баланс 235
— поток 288
— расчет вводов 283
— режим колбы 209, 253, 256, 375,
658
— — — нестационарный 262
Теплоотражающие экраны 654
Теплопередача 240
Теплопроводность 103, 107, 126, 635
Технические параметры 9
Ток термоэмиссии 299, 333
Триспираль 328
Трубка тлеющего разряда 461
Турбулентный режим течения 242
Убыль натрия 545, 621, 580
Ударная теория уширения 44
Удельная мощность 134, 149
— нагрузка 390
— сила излучения 119, 535, 682
— электропроводность 103, 106
Удельные потоки излучения 353, 474
— тепловые потери 134, 220, 244
— характеристики столба 206, 207
Ультрафиолетовая нормаль 488
Уравнение баланса заряженных ча-
стиц 83
.---возбужденных атомов 81
----мощности 136, 142
-------- электродов 307, 319
----энергии 83, 124, 130, 132
— движения зарядов 307
— непрерывности 306
— переноса излучения 76, 77
— столба 89, 189, 192
— термоэмиссии 306
Ускоренные испытания 450
Условия охлаждения 251, 406
— устойчивости 169, 173
Установление равновесия 95—98, 553
Фойхтовский контур 46
Форма кривой тока 448
— линий излучения 43, 546
----Поглощения 43, 75
Формула Больцмана 72, 99, 109
— Саха-—Эггерта 100
Фосфат ванадат иттрия 506
Фосфатные люминофоры 507
Фотоионизация 156
Фотолюминесценция 7
Фронт ионизации 163
Фторогерманат магния 507
Функция возбуждения 37
— нагрева 653
— распределения электронов 35, 61,
91, 305, 317
Характеристики нагрузочные 183
— оптические слоя люминофора 290,
291
— световые 405, 408, 411, 417, 461,
465
— спектральные 395, 427, 517
— столба динамические 187, 189
----удельные 207
— цветовые 394, 400, 417, 465
— электрические 359, 405, 453, 662,
687
Холодная зона 387, 545, 611, 623, 625
Холодное зажигание 448
Холодный электрод тлеющего разря-
да 327
Ширина линий 43
— полосы поглощения 121
Штенгель 619, 278
Экономичность 12
Эксплуатационные параметры 10
Электроды 298
— зажигающие 166, 577, 582
— ламп высокого давления 338, 340,
567, 570
---низкого давления 328
----тлеющего разряда 466
— поверхностно-активированные 338
— самокалящиеся 299
— синтерированные 337, 344, 346
— с независимым накалом 299
— холодные 327
Электролиз стекла 455
Электролюминесценция 7
Электропроводность 103, 635
Электронная лавина 165
— температура 96
Элементарные процессы 28
Эмиссионное покрытие 572
Эмиссия электронов 299, 314, 332
---предельная 226
Энергетический переход 29, 90
Энергетическое состояние атома 20
Энергия ионизации атома 27, 102
Эффект Рамзауэра 36
Эффективная продолжительность
жизни 75, 78
— температура 142
Эффективное сечение для возбужде-
ния электронным ударом 38
— — ионизации электронным ударом
41, 357
---- полное 32
---поперечное 30, 31, 107
---- упругих соударений
Эффективный потенциал возбужде-
ния 127
---- ионизации смеси 102
— поток 205
— радиус разрядного канала 142
Эффективность 10
Яркость габаритная 225
— ламп 404, 440, 477, 483, 497, 662,
677, 684
----в УФ-области 491
— слоя люминофора 364, 390, 409
— энергетическая 59, ПО, 117, 222,
225
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие............................. . . .... 3
у
Список принятых сокращений ... . ... . 5
Глава первая. Источники оптического излучения . . 6
1.1. Искусственные источники оптического излучения .... 6
1.2. Параметры источников оптического излучения.................. 8
1.3. Общие свойства разрядов, классификация разрядных ламп и
сановные области их применения...................................13
Глава вторая. Процессы, определяющие генерацию и перенос излу-
чения в разряде ........................................ . 19
2.1. Излучение разряда......................................... 19
2.2. Спектры излучения атомов................................... 20
2.3. Основные элементарные процессы в объеме разряда . 28
2.4. Соударения электронов с атомами.........................33
2.5. Испускание и поглощение излучения атомами .... 42
2.6. Перенос (диффузия) излучения спектральных линий в погло-
щающем газе......................................................51
Глава третья. Основы теории излучения столба разрядов низкого
давления ................................... 60
3.1. Общая картина явлений в столбе разрядов низкого давления 60
3.2. Методы расчета потока излучения спектральных линий . 63
3.3. Концентрация метастабильных атомов . . 71
3.4. Концентрация излучающих атомов..............................74
3.5. Теория столба разрядов низкого давления.....................80
Глава четвертая. Физические основы расчета столба излучаю-
щих термических дуг . . .... 94
4.1. Термическая теория разрядов высокой интенсивности и усло-
вия ее применимости............................................. 94
4.2. Концентрация возбужденных атомов и заряженных частиц . 99
4.3. Электропроводность и теплопроводность в столбе термических
дуг.............................................................103
4.4. Излучение термических дуг при отсутствии поглощения 109
4.5. Излучение спектральных линий при наличии поглощения . 113
4.6. Некоторые оптические методы определения температуры плазмы
термических дут.................................................122
4.7. Термическая теория столба излучающих дуг...................124
4.8. Общий анализ уравнения баланса и законы подобия термиче-
ских дуг........................................................132
4.9. Современные методы численного решения уравнения баланса
мощности излучающих термических дуг . 136
4.10. Модели разрядного канала............................... 141
4.11. Конвекция................................................150
Глава пятая. Работа разрядных ламп в электрической цепи . . 155
5.1. Возникновение разряда на постоянном токе в двухэлектродных
промежутках....................................................155
5.2. Возникновение разряда в цилиндрических трубках со вспомо-
гательными электродами.........................................166
5.3. Вольт-амперные характеристики и работа разрядных ламп на
постоянном токе................................................168
5.4. Работа разрядных ламп на переменном токе.................172
5.5. Основные соотношения для контура с разрядной лампой в цепи
переменного тока при вольт-секундных аппроксимациях . 179
5.6. Динамические характеристики столба разрядов...............187
5.7. Дифференциальные аппроксимации вольт-амперных характери-
стик разрядных ламп........................................... 198
Глава шестая. Вопросы расчета разрядных ламп . 200
6.1. Задачи и методы инженерного расчета разрядных ламп . . . 200
6.2. Коэффициент полезного действия и баланс мощности разряд-
ных источников света ......................................... 213
6.3. Условия создания ламп высокой эффективности..............217
6.4. Условия создания ламп с высокой энергетической яркостью 222
Глава седьмая. Колбы и их наполнение. Вводы .... 228
7.1. Общие сведения о колбах разрядных ламп и их наполнений 228
7.2. Температурное поле колб.................................. 234
7.3. Определение мощностей охлаждения и нагрева колб . . . 240
7.4. Экспериментальные методы определения температуры и инте-
грального коэффициента излучения колб источников света . 248
7.5. Приближенный метод определения размеров колб по заданно-
му тепловому режиму........................................... 251
7.6. Тепловой режим колб и методы его регулирования ... 256
7.7. Нестационарный тепловой режим колбы ... 262
7.8. Прочность колб ламп высокой интенсивности.................265
7.9. Наполнение колб разрядных ламп и рабочее давление в них 270
7.10. Вводы ...................................................276
7.11. Тепловой расчет фольговых вводов.........................283
Глава восьмая. Преобразование излучения в слое люминофора 289
8.1. Преобразование излучения в слое люминофора . 289
8.2. Оптические характеристики плоского слоя люминофора . 290
8.3. Коэффициент полезного действия преобразования излучения
в слое люминофора............................................. 293
8.4. Общие сведения о ламповых люминофорах и требования к ним 297
Глава девятая. Электроды разрядных ламп 298
9.1. Основные сведения о работе электродов разрядных ламп 298
9.2. Приэлектродные явления в тлеющих разрядах................300
9.3. Процессы на электродах и в приэлектродных областях дуговых
разрядов низкого давления .................................... 305
9.4. Процессы на электродах и в приэлектродных областях дуг вы-
сокого и сверхвысокого давлений . . 312
9.5. Баланс энергии электродов....................... . . . 319
9.6. Холодные электроды ламп тлеющего разряда . . . . 327
9.7. Электроды дуговых ламп низкого давления . . . . 328
9.8. Электроды ламп высокой интенсивности ...... 338
Глава десятая. Основы работы и расчета ртутных люминесцент-
ных ламп низкого давления...................................348
10.1. Устройство и принцип действия.............. . . 348
10.2. Излучение и электрические характеристики ртутного разряда
в люминесцентных лампах.....................................351
10.3. Слой люминофора в лампе ..............................361
10.4. Световая отдача и баланс энергии люминесцентных ламп . . 367
10.5. Уравнения, связывающие тепловой режим колбы с ее размерами 375
10.6. Методы расчета люминесцентных ламп на основе эксперимен-
тальных или расчетных данных................................379
10.7. Разработка люминесцентных ламп повышенной интенсивности 385
Глава одиннадцатая. Современные типы люминесцентных ламп
и их характеристики.........................................392
11.1. Классификация люминесцентных ламп.....................392
11.2. Цветовые и спектральные характеристики осветительных лю-
минесцентных ламп...........................................394
11.3. Параметры люминесцентных ламп общего назначения и
с улучшенной цветопередачей.................................403
11.4. Изменение характеристик люминесцентных ламп в процессе
горения........................................... . . 408
11.5. Энергоэкономичные люминесцентные лампы ... 410
11.6. Компактные люминесцентные лампы.......................413
11.7. Специальные люминесцентные лампы......................421
Глава двенадцатая. Работа люминесцентных ламп в различных
схемах включения............................................430
12.1. Работа люминесцентных ламп в схемах со стартерным за-
жиганием ...................................................430
12.2. Работа люминесцентных ламп в специальных схемах . . 436
12.3. Работа люминесцентных ламп на повышенной частоте . . . 442
12.4. Радиопомехи, вызываемые люминесцентными лампами, и меры
борьбы с ними...............................................445
12.5. Влияние различных факторов на продолжительность горения
люминесцентных ламп.........................................447
Глава тринадцатая. Различные типы разрядных ламп низкого
давления....................................................451
13.1. Натриевые лампы низкого давления......................451
13.2. Лампы с парами различных металлов при низком давлении 457
13.3. Газовые лампы низкого давления с положительным столбом 460
13.4. Лампы тлеющего свечения 464
Глава четырнадцатая. Ртутные лампы высокой интенсивности
(высокого и сверхвысокого давлений) ....................... 467
14.1. Общая характеристика ртутных разрядов высокого и сверх-
высокого давлений, классификация ламп ......................467
14.2. Ртутные лампы высокого давления трубчатой формы . . . 474
14.3. Ртутно-кварцевые капиллярные лампы с принудительным
охлаждением.................................................490
14.4. Ртутные (шаровые) лампы сверхвысокого давления с корот-
кой дугой...................................................495
14.5. Ртутно-кварцевые лампы с исправленной при помощи люми-
нофора цветностью...........................................503
14.6. Ртутно-накальные лампы (лампы смешанного света) . . . 518
Глава пятнадцатая. Основы работы металлогалогенных ламп 522
15.1. Устройство и принцип действия металлогалогенных ламп . . 522
15.2. Выбор излучающих добавок и буферного газа и оценка эф-
фективности разряда..........................................
15.3. Экспериментальные данные излучения металлогалогенных до-
бавок и ртути и их анализ ...................................
15.4. Влияние металлогалогенных добавок на дуговой разряд .
15.5. Процессы, определяющие пространственные и временные рас-
пределения металлогалогенных добавок в разряде ....
Глава шестнадцатая. Некоторые особенности работы и кон-
струирования металлогалогенных ламп .
16.1. Выбор формы и размеров колбы, дозировка ртути и излучаю-
щих добавок .................................................
16.2. Баланс энергии металлогалогенных ламп..................
16.3. Особенности работы электродов в металлогалогенных лампах
16.4. Зажигание и перезажигание разряда в металлогалогенных
лампах ......................................................
16.5. Способы, ограничивающие потери натрия через кварцевое
стекло и разрушение впаев у зажигающего электрода .
Глава семнадцатая. Основные типы металлогалогенных ламп
и пути их усовершенствования ....................................
17.1. Металлогалогенные лампы для общего освещения . . . .
17.2. Металлогалогенные лампы с улучшенным качеством цветопе-
редачи для специального и общего освещений...................
17.3. Металлогалогенные лампы с преобладающим излучением мо-
лекул добавок ...............................................
17.4. Металлогалогенные лампы с преимущественным излучением
в отдельных участках спектра ................................
17.5. Маломощные металлогалогенные лампы.....................
17.6. Схемы включения и режимы работы металлогалогенных ламп
17.7. Пути дальнейшего повышения световой отдачи и улучшения
качества цветопередачи металлогалогенных ламп ...
Глава восемнадцатая. Натриевые лампы высокого давления
18.1. Принцип действия и устройство..........................
18.2. Характеристики разряда в парах натрия и других щелочных
металлов при высоких давлениях ...........................
18.3. Особенности конструкции и работы ламп высокого давления
в парах натрия и других щелочных металлов....................
18.4. Экспериментальные данные зависимости световой отдачи и
электрических характеристик ртутно-натриевого разряда высо-
кого давления от условий разряда .....................
18.5. Давление паров натрия и ртути в зависимости от состава
амальгамы и ее температуры...................................
18.6. Баланс мощности натриевых ламп высокого давления и опре-
деление доли тепловых потерь.................................
18.7. Основные характеристики плазмы натриевого разряда высо-
кого давления ...............................................
18.8. Теоретический анализ характеристик столба натриевых ламп
высокого давления и сравнение с экспериментом ....
18.9. Основы расчета разрядной трубки натриевых ламп высоко-
го давления .................................................
18.10. Температурный режим разрядной трубки и ее холодной зоны
18.11. Влияние разброса конструктивно-технологических парамет-
ров на характеристики ламп ..................................
18.12. Тепловой расчет внешних колб натриевых ламп высокого
давления ....................................................
18.13. Основные типы натриевых ламп высокого давления и их ха-
рактеристики ................................................
18.14. Новые типы натриевых ламп высокого давления и перспек-
тивы их дальнейшего развития............................667
Глава девятнадцатая. Газоразрядные лампы высокой интен-
сивности . .....................................674
19.1. Свойства сильноточных разрядов высокого давления в тяже-
лых инертных газах .....................................674
19.2. Ксеноновые лампы высокой интенсивности трубчатой формы 680
19.3. Ксеноновые лампы СВД с короткой дугой в колбах шаровой
формы.............................................686
19.4. Специальные типы газоразрядных ламп высокой интенсивности 694
Приложение................................................697
Список литературы....................... ..................699
Предметный указатель......................................710