Основы термоэмиссионного преобразования энергии - Емельянов И.Я., Ушаков Б.А., Никитин В.Д.

Автор: Емельянов И.Я. Ушаков Б.А. Никитин В.Д.

Теги: электротехника физика теплоэнергетика электроэнергетика физические явления энергетические установки

Год: 1974

Похожие

Тепломассообмен в ядерных энергетических установках

Сплавы щелочных и щелочноземельных металлов: Справочник

Эмиссионные свойства материалов

Ядерные реакторы космических энергетических установок

Текст

Б.А/У ШАКОВ
В Д. НИКИТИН
И.Я. ЕМЕЛЬЯНОВ
АТОМ И ЗА АТ И 974
основы
Б. А. У ШАКОВ
В.Д. НИКИТИН
И. Я. ЕМЕЛЬЯНОВ
ТЕРМО-
ЭМИССИОННОГО
ПРЕОБРАЗОВАНИЯ
ЭНЕРГИИ
МОСКВА АТОМИЗДАТ 1974
УДК. 621.362
Ушаков Б. А., Никитин В. Д., Емельянов И. Я. Основы
термоэмиссионного преобразования энергии. М., Атомиздат, 1974,
с. 288.
Книга посвящена термоэмиссионному преобразованию энер-
гии — одному из методов непосредственного преобразования теп-
ловой энергии в электрическую — и проблеме создания термо-
эмиссионных энергетических установок различного тип?. В ней
рассмотрены основные вопросы по этой проблеме — физические
явления, происходящие в термоэмиссионных преобразователях,
режимы работы, электрические характеристики и методики их
расчета, конструкционные материалы и их свойства, особенности
работы термоэмиссионных преобразователей в энергетических
установках различного типа — и приведено описание этих уста-
новок.
Рисунков — 102. Таблиц — 61. Библиография 240 названий.
30315—028
У-----------28
034 (01)—74
74
(с; Атомиздат, 1974
Борис Алексеевич Ушаков, Владимир Дмитриевич Никитин,
Иван Яковлевич Емельянов
Основы термоэмиссионного преобразования энергии
Редактор О. А. Степеннова Художественный ред. А. Т. Кирьянов
Художник Г. А. Жегин Технический редактор А. Л. Гулина
Корректор Л1. А. Жарикова
Сдано в набор 10/1 1974 г. Подписано к печати 16/IX 1974 г. Т- 13568
Формат 60х9 0/1в Бумага книжно-журнальная Усл. печ. л. 18
Уч-изд. л. 19,06 Тираж 1835 экз. Цена 2 р. 12 к.
Зак. изд. 68041 Зак. тип. 667
Атомиздат, 103031, Москва, К-31, ул. Жданова, 5
Московская типография Ns4 Союзполиграфпрома при Государственном
комитете Совета Министров СССР по делам издательств, полиграфии
и книжной торговли. Москва, И-41, Б. Переяславская ул., дом 46.
ПРЕДИСЛОВИЕ
Развитие науки и техники за последние десятилетия привело
к появлению новых областей применения источников электрической
энергии, удовлетворяющих таким требованиям, как высокий к. п. д.
и большая удельная мощности (на единицу веса или объема установ-
ки), высокая надежность и длительный ресурс работы, безопасность
и удобство эксплуатации и т. д. При получении электроэнергии по
традиционной схеме — превращение тепловой энергии в механи-
ческую, а затем уже в электрическую — возникают принципиаль-
ные трудности в создании энергетических установок, удовлетворяю-
щих перечисленным требованиям. В связи с этим в последние годы
большое внимание привлекли методы непосредственного преобразо-
вания различных видов энергии и прежде всего преобразование
тепловой энергии в электрическую, минуя промежуточную стадию —
превращение в механическую энергию. Поэтому методы прямого
(или непосредственного) преобразования энергии в электрическую
называют иногда безмашинными методами.
Существует несколько методов прямого преобразования энер-
гии, среди которых наибольшее развитие получили электрохими-
ческий (топливные элементы), термоэлектрический (полупровод-
никовый), магнитогидродинамический и термоэмиссионный методы.
Электрохимическим методом химическая энергия непосредст-
венно преобразуется в электроэнергию, а остальные из перечислен-
ных методов непосредственного получения электроэнергии преобра-
зуют тепловую энергию, поэтому при использовании в качестве ис-
ходной химической, солнечной или ядерной энергии необходима
промежуточная стадия — превращение этих видов энергии в теп-
ловую. Присущие каждому из перечисленных методов прямого
преобразования характерные особенности обусловили и области их
применения.
Термоэлектрический метод наиболее простой, однако имеет
сравнительно малый к. п. д. преобразования — около 2—7% (в пер-
спективе до 15%). Этот метод наиболее оправдан для получения
небольших мощностей — в диапазоне от долей ватта до нескольких
киловатт.
Магнитогидродинамический метод, наоборот, наиболее перспек-
тивен при получении мощностей в диапазоне от десятков до сотен
мегаватт.
3
Термоэмиссионный метод занимает промежуточное положение
и по к. п. д., и по диапазону мощностей, в котором его применение
наиболее эффективно. Термоэмиссионный метод основан на явле-
нии термоэлектронной эмиссии, а простейший термоэмиссионный
преобразователь подобен обычному радиотехническому диоду.
Хотя принцип термоэмиссионного преобразования известен давно
(явление термоэлектронной эмиссии было открыто еще в XIX в.),
однако интенсивное исследование этого метода и разработка энер-
гетических установок с термоэмиссионным преобразованием нача-
лись по существу лишь в конце 50-х годов. Тот факт, что термоэмис-
сионный метод сравнительно недавно привлек к себе большое вни-
мание, объясняется тем, что, с одной стороны, более полное пони-
мание различных физических процессов позволило определить
пути повышения эффективности этого метода, с другой стороны,
успехи в области технологии материалов позволили разработать
материалы с заданной чистотой и необходимыми теплофизическими,
электрическими, механическими и другими свойствами. Овладение
ядерным источником тепловой энергии также послужило толчком
к развитию термоэмиссионного метода преобразования энергии.
Ядер ное горючее обладает той особенностью, что по своей тепло-
творной способности оно значительно превышает обычное ископае-
мое топливо. К тому же ядерное горючее позволяет получать любые
высокие температуры, ограниченные на практике лишь свойствами
используемых конструкционных материалов. А поскольку термо-
эмиссионный преобразователь является существенно высокотемпе-
ратурной установкой, требующей рабочих температур порядка
1500—2000° С, то эта особенность ядерного горючего играет очень
важную роль.
Однако важнейшей причиной интенсификации исследований ме-
тодов прямого преобразования энергии, в том числе и термоэмис-
сионного, является появление потребности в энергоустановках,
обладающих многими специфическими свойствами. Подобные энер-
гетические установки необходимы, например, для энергоснабжения
космических аппаратов, наземных автономных метеорологических,
навигационных и других станций, расположенных в удаленных
и труднодоступных районах, и т. п.
В результате многочисленных исследований за сравнительно
короткий период в области термоэмиссионного преобразования были
достигнуты значительные успехи. Уже к 1970 г. созданы лаборатор-
ные модели термоэмиссионных преобразователей с к. п. д. 15—25%
и удельной электрической мощностью 15—25 вт!см?. При этом ре-
сурс работы отдельных лабораторных моделей преобразователей
достиг 20 000 ч. Полученные результаты позволили перейти к раз-
работке и созданию энергетических установок различного типа и
назначения с термоэмиссионным преобразованием энергии.
В США созданы термоэмиссионные преобразователи электри-
ческой мощностью 25 вт, использующие радиоактивный изотоп в ка-
честве источника тепловой энергии, и разрабатываются реакторы
4
с термоэмиссионным преобразованием электрической мощностью
в несколько десятков и сотен киловатт. В СССР успешно испытан
в рабочем режиме реактор с термоэмиссионным преобразованием
электрической мощностью 5—10 кет.
В Советском Союзе опубликовано большое количество книг,
посвященных термоэмиссионному преобразованию, как популяр-
ных, так и рассчитанных на специалистов [1—161. Тем не менее
некоторые аспекты термоэмиссионного преобразования энергии не
нашли еще достаточного отражения в литературе, а по ряду важных
вопросов отсутствуют систематизация и анализ полученных резуль-
татов. Поэтому авторы попытались в рамках одной книги осветить
основные проблемы термоэмиссионного преобразования и создания
энергоустановок различного типа с термоэмиссионным преобразо-
ванием энергии.
Проблемы термоэмиссионного преобразования многообразны,
поэтому в книге затронуты вопросы, относящиеся к различным об-
ластям знаний: эмиссионная электроника, поверхностные явления
и физика низкотемпературной плазмы, взаимодействие радиоак-
тивных излучений с веществом и физика ядерных реакторов.
Большое значение при создании энергоустановок с термоэмис-
сионным преобразованием имеет выбор, а также создание новых
конструкционных материалов с необходимыми свойствами. Имею-
щиеся сведения по этому вопросу рассеяны по различным периоди-
ческим изданиям и по трудам национальных и международных
конференций, и пока не сделано попыток их систематизировать.
Поэтому в книгу включены главы, написанные В. Р. Беляевым
и А. А. Труновым (гл. 8—10) при участии Б. А. Ушакова (гл. 8 и 9),
посвященные конструкционным материалам термоэмиссионного
преобразователя. Представленные в данной книге сведения не пре-
тендуют на полноту изложения, к тому же объем книги не позволил
охватить некоторые аспекты термоэмиссионного преобразования.
В частности, в книге не рассмотрены экспериментальные методы
исследований. По этой же причине детальное описание различных*
проектов установок с термоэмиссионным преобразованием не при-
водится, а даются лишь основные характеристики некоторых из
них. При необходимости более подробные сведения читатель может
получить в приводимых библиографических ссылках. Поскольку
термоэмиссионный метод стал предметом широких исследований
сравнительно недавно, то в этой области нет еще установившейся
терминологии. При изложении материала авторы стремились при-
держиваться рекомендаций сборника «Термоэмиссионное преобра-
зование энергии» (глоссарий, М., 1971 г.), подготовленного Между-
народной группой связи по ТЭП при Международном агентстве по
атомной энергии и Европейском агентстве по ядерной энергии.
Данная книга рассчитана на студентов старших курсов техни-
ческих вузов и на инженеров, специализирующихся в области тер-
моэмиссионного преобразования энергии. Авторы надеются, что
приведенный в книге фактический материал будет интересен и для
5
специалистов в области термоэмиссионного преобразования энер-
гии, и для специалистов в смежных областях науки и тех-
ники.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Моргулис Н. Д. Термоэлектронный (плазменный) преобразователь энер-
гии. М., Госатомиздат, 1961.
2. Артамкин В. Н., Ушаков Б. А. Необыкновенные превращения атомной
энергии. Изд. 2-е, доп. М., Атомиздат, 1966.
3. Пятницкий А. П., Сергеев Д. И., Невежин О. А. Вольт-амперные харак-
теристики термоэмиссионных преобразователей. М., Атомиздат, 1967.
4. Елисеев В. Б., Пятницкий А. П., Сергеев Д. И. Термоэмиссионные преоб-
разователи энергии. М., Атомиздат, 1970.
5. Прямое преобразование тепловой энергии в электрическую. Сб. статей.
М., Госатомиздат, 1961.
6. Чанг Ш. Преобразование энергии. Пер. с англ. Под ред. и с добавления-
ми Б. А. Ушакова. М., Атомиздат, 1965.
7. Алексеев Г. Н. Непосредственное превращение различных видов энергии
в электрическую и механическую. М.—Л., Госэнергоиздат, 1963.
8. Прямое преобразование энергии. Пер. с англ. Под ред. С. В. Тимашева
и Е. И. Янтовского. М., «МИР», 1969.
9. Фаворский О. Н. Установки для непосредственного преобразования теп-
ловой энергии в электрическую. М., «Высшая школа», 1965.
10. Арефьев К. М., Палеев И. И. Основы термоэлектронного и магнитогидро-
динамического преобразования энергии. М., Атомиздат, 1970.
11. Стаханов И. П. и др. Плазменное термоэмиссионное преобразование
энергии. М., Атомиздат, 1968.
12. Термоэмиссионное преобразование энергии. Сб. статей. Пер. с англ.
Под ред. В. Н. Артамкина, Б. А. Ушакова. Т. 1. М., Атомиздат, 1964.
13. Термоэмиссионное преобразование энергии. Сб. статей Пер. с англ.
Под ред. В. Н. Артамкина, Б. А. Ушакова. Т. 2. М., Атомиздат, 1965.
14. Термоэмиссиониое преобразование энергии. Сб. докл. сов. ученых на
II Междунар. конф, по термоэмиссионному преобразованию. Стреза,
Италия, 1968. М., изд. ВНИИТ, 1969.
15. Термоэмиссиониое преобразование энергии. Сб. статей. Пер. с англ. Под
ред. Д. В. Каретникова, Р. Я. Кучерова, И. С. Мосевицкого. М., Атом-
издат, 1971.
16. Физические основы термоэмиссиоиного преобразования энергии. Под ред.
И. П. Стаханова. М., Атомиздат, 1973 г. (Авт.: И. П. Стаханов, В. П. Па-
щенко, А. С. Степанов, Ю. К- Гуськов.)
ГЛАВА 1
ПРИНЦИПЫ РАБОТЫ
ТЕРМОЭМИССИОННОГО
ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЯ
§ 1.1. ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
Явления, происходящие в термоэмиссионных преобразовате-
лях, особенно в газонаполненных, довольно сложны. Однако ра-
бота всех типов термоэмиссионных преобразователей основана на
использовании двух эффектов — термоэлектронной эмиссии и кон-
тактной разности потенциалов. Контактная разность потенциалов
возникает между поверхностями двух разнородных тел, электри-
чески соединенных друг с другом. Если работы выхода этих тел
равны соответственно и <р2, то между их поверхностями сущест-
вует разность потенциалов, называемая контактной и численно
равная разности работ выхода:
^К-Ф1 — Фэ- (1-1)
В выражении (1.1) ф представляет собой истинную работу выхода,
обычно измеряемую в электрон-вольтах или в вольтах, в последнем
случае под работой выхода понимается значение ф/е, где е — заряд
электрона. В обоих случаях численные значения работы выхода
одинаковы.
Термоэлектронная эмиссия характеризуется плотностью тока
насыщения эмиссии, т. е. максимально возможной при данной тем-
пературе поверхности и отсутствии электрических полей плотностью
тока эмиссии. Плотность эмиссионного тока насыщения Js опре-
деляется по формуле, называемой формулой Ричардсона—Дэшмана:
Js - АТ2 ехр {—ф/(/гТ)}, (1.2)
где А = 4ятекДг-й = 120,4 аДсм2 • °К2) — универсальная постоян-
ная, иногда называемая постоянной Зоммерфельда; k — постоян-
ная Больцмана; Т — температура поверхности. Следует подчерк-
нуть, что формула (1.2) дает значение плотности эмиссионного тока
насыщения для случая, когда внешнее электрическое поле у поверх-
ности равно нулю.
При наличии внешнего электрического поля Е эмиссионный ток
не имеет истинного насыщения и непрерывно увеличивается с воз-
растанием электрического поля. Этот эффект получил название
7
эффекта Шоттки. В этом случае плотность эмиссионного тока опре-
деляется формулой:
J = Jsexp{e^E^I(kT)}. (1.3)
Уравнение (1.2) не определяет еще зависимость плотности тока
насыщения эмиссии от температуры в явном виде, поскольку ис-
тинная работа выхода <р также зависит от температуры. Для неболь-
шого интервала изменения температуры относительно некоторого
значения То можно разложить <р (Т) в ряд и ограничиться только
первыми двумя членами разложения:
Ф СО = Ф (То) + №ldT)T, (Т-Тф. (1.4)
Перепишем соотношение (1.4) в виде ф (Г) = ф (То) + а (Т —
— То), где а = (dq>/dT)Tt. Подставляя это соотношение в формулу
(1.2), получаем:
Js = ART2exp{ — (pR/kT)}, (1.5)
где
ДЛ = Дехр(—а/£); фЛ = ф(То)~аТ0. (1.6)
В уравнении (1.5) и фЯ — не зависящие от температуры вели-
чины. Постоянная называется постоянной Ричардсона, ф« —
работа выхода Ричардсона.
Значения AR и ф^ определяются по экспериментальной зависи-
мости Js (Т). Подставляя в уравнение (1.5) численное значение
постоянной Больцмана и переходя к десятичному основанию,
получаем
Js = AhT2A0-^^r/^ . (1.7)
Прологарифмировав уравнение (1.7), будем иметь
lg (Js/T2) -\gAR- (5040Фл/Т). (1.8)
Если для некоторого эмиттера экспериментально измерить плотность
эмиссионного тока насыщения при различных температурах эмит-
тера и построить зависимость lg (JsT2) от 5040/Т, то на графике
должна получиться прямая линия, поскольку AR и ф^ от темпера-
туры не зависят [см. формулу (1.6)1. Если lg (Js/T2) откладывать
по оси ординат, то тангенс угла наклона прямой к оси абсцисс будет
равен фЛ, а пересечение прямой (или ее продолжения) с осью орди-
нат определит отрезок на оси ординат, равный IgX/?. Как видно из
соотношения (1.6), постоянная Ричардсона AR может быть как
больше А, так и меньше, поскольку коэффициент а может быть
и отрицательным, и положительным.
Для большинства металлов значения истинной работы выхода
лежат в диапазоне 4—5 эв. Наименьшую работу выхода из изучен-
ных элементов имеет цезий (1,8 эв), а наибольшую — иод (6,8 эв).
Помимо истинной и ричардсоновской работ выхода часто исполь-
зуют так называемую эффективную работу выхода. Эффективная
8
работа выхода получается из уравнения Ричардсона—Дэшмана
(1.2) при подстановке в это уравнение значения А = 120а/(см2 °К2),
а также температуры эмигрирующей поверхности Т и эксперимен-
тального значения плотности эмиссионного тока насыщения при
этой температуре, т. е.
<р£ = feTln (1207%). (1.9)
Эффективную работу выхода иногда обозначают ф120- Как вид-
но из формулы (1.9), эффективная работа выхода зависит от темпе-
ратуры. Эмиссионные характеристики некоторых соединений при-
ведены в табл. 1.1 [1, 2]. Подробно термоэлектронная эмиссия
рассмотрена в работе 13]. Существование контактной разности по-
тенциалов вместе с явлением термоэлектронной эмиссии и позво-
ляет создать термоэмиссионный преобразователь тепловой энергии
непосредственно в электрическую.
Эмиссионные характеристики карбидов Таблица 1.1
Материал ar, а/(смг-°Кг) эв <₽120 ПРИ 1800° К. эе а, эе-°К~ 1
ТаС0>8 — ZrC0,2 2 3,4 4,0 ~io-*
ТаС 40 4,0 4,1 —ю-s
ZrC0>5—UC0,5 40 3,5 3,7 — 10-5
ZrC 45 4,2 4,4 —io-®
TiC 90 4,1 4,1 — 10-6
uc 33 2,94 — 1,мо-*
2гСо>8 — UCOi2 12 3,1 — —
§ 1.2. ВАКУУМНЫЙ ТЕРМОЭМИССИОННЫЙ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЬ
Простейший термоэмиссионный преобразователь представляет
собой диод, межэлектродное пространство которого откачано до
низкого давления 1(ТЙ—10 s мм pm. cm. (рис. 1.1). Подобный
преобразователь обычно называют вакуумным. При нагревании
одного из электродов — эмиттера — с поверхности последнего
начинают эмигрировать электроны. Через межэлектродный про-
межуток электроны эмиссии поступают на второй электрод —
коллектор, температура которого должна быть существенно ниже
температуры эмиттера. В отличие от радиотехнического диода
к коллектору диода-преобразователя не прикладывается внешнее
напряжение. Диод-преобразователь сам является источником напря-
жения. Необходимое условие для этого заключается в том, чтобы
работа выхода эмиттера <р£ была больше работы выхода коллектора
<рс- В этом случае между ними будет существовать разность потен-
циалов Пк, равная разности их работ выхода [см. соотношение (1.1)].
Чтобы диод был источником электрического тока, температура од-
9
ного из электродов — эмиттера — должна быть достаточно высо-
кой, чтобы плотность эмиссионного тока насыщения с эмиттера
Jse, определяемая уравнением (1.2), достигала значений,- представ-
ляющих практический интерес. Температура коллектора, наобо-
рот, должна быть достаточно низкой, чтобы плотность эмиссионно-
го тока насыщения с коллектора JSc была значительно меньше Jse-
Если предположить, что
электроны эмиссии беспре-
пятственно проходят через
межэлектродный промежуток,
то плотность тока преобразо-
вателя будет равна Jnp =
Jse — J sc- Электроны эмис-
сии уносят с электрода оп-
ределенную энергию. Если
Jse = О, то при плотности
тока с эмиттера Jse с еди-
ницы его площади уносится
энергия, равная (l/e)JSEX
X (ecps£ + 2feT£-)*. Первое сла-
гаемое в скобках представ-
ляет собой потенциальную
энергию электронов эмиссии
относительно уровня Ферми
эмиттера, а второе — сред-
Рис. 1.1. Схема термоэмиссионного преоб-
разователя.
нюю кинетическую энергию
электронов эмиссии при тем-
пературе эмиттера ТЕ. Попа-
дая на коллектор, электроны
отдают ему свою кинетиче-
скую энергию 2kTE и, опу-
скаясь на уровень Ферми
коллектора, уменьшают свою
потенциальную энергию от-
носительно уровня Ферми
эмиттера на величину ефС.
Если ф£ > фС, то электроны
имеют еще избыток потенциальной энергии, равный Jse (Фе — фс)-
Прежде чем по внешней электрической цепи вернуться на эмит-
тер, электроны за счет этого избытка энергии могут совершить
полезную работу. Отдавая коллектору часть своей энергии, элект-
роны, естест венно, нагревают его. Поэтому от коллектора необхо-
димо посто янно отводить тепло.
Электроны эмиссии уносят с эмиттера значительное количество
тепловой энергии, однако только часть ее может быть непосредствен-
* Здесь и в дальнейшем работа выхода выражается в вольтах.
10
но превращена в электрическую. Остальная часть энергии, равная
/ 2k \
Jsei фс Н---ТЕ , идет на нагревание коллектора и для непосредст-
\ е )
венного преобразования тепловой энергии в электрическую уже
потеряна. Кроме того, часть тепловой энергии, подводимой к эмит-
теру, теряется излучением и также не участвует в непосредствен-
ном преобразовании энергии. К сожалению, в вакуумном термоэмис-
спонном преобразователе существует еще один источник потерь,
свойственный этому типу преобразователя. Дело в том, что электро-
ны эмиссии создают в межэлектродном промежутке отрицательный
пространственный заряд, который препятствует движению электро-
нов эмиссии к коллектору вследствие отталкивания одноименных
зарядов. Чем больше межэлектродное расстояние, тем больше ши-
рина и высота потенциального барьера и тем меньше электронов
преодолеют этот барьер и достигнут коллектора. При межэлектрод-
ном расстоянии порядка 0,1 мм или больше эмиссионный ток, до-
стигающий коллектора, составляет ничтожно малую долю от тока
насыщения эмиттера. Уменьшение межэлектродного расстояния
до 0,01 мм или меньше приводит к значительному уменьшению
влияния пространственного заряда электронов. Однако даже
создание лабораторных моделей вакуумных термоэмиссионных
преобразователей с такими малыми межэлектродными расстоя-
ниями связано с большими техническими трудностями, а создание
промышленных преобразователей с высокими значениями полез-
ной электрической мощности едва ли реально.
Более того, даже при значительном уменьшении влияния прост-
ранственного заряда вследствие уменьшения межэлектродного рас-
стояния длительная работа вакуумного термоэмиссионного преоб-
разователя с достаточно высокими плотностями тока оказывается
невозможной из-за испарения материала эмиттера (см. § 1.6).
Вакуумные термоэмиссионные преобразователи кратко будут
рассмотрены в § 3.4. Подробно электрические характеристики ва-
куумных термоэмиссионных преобразователей рассмотрены в ра-
ботах 13, 4].
§ 1.3. ИДЕАЛЬНЫЙ ДИОД
Рассмотрим электрические характеристики идеального диода —
преобразователя тепловой энергии непосредственно в электри-
ческую. Идеальным будем считать диод, в котором электроны эмис-
сии беспрепятственно достигают коллектора, отсутствуют джоуле-
вы потери энергии в электродах и токовводах, эмиттер является
изотермическим, а температура коллектора настолько низка, что
эмиссионный ток с его поверхности отсутствует.
Подобный идеальный диод — конечно, условное понятие, и
электрические характеристики такого диода практически не дости-
гаются. Однако их рассмотрение представляет определенный инте-
11
pec, поскольку они определяют предельные характеристики реаль-
ных ТЭП.
Вольт-амперная характеристика идеального диода имеет вид,
изображенный на рис. 1.2. На этом же рисунке показаны распреде-
ления потенциальной энергии электронов по межэлектродному про-
межутку, соответствующие различным участкам вольт-амперной ха-
рактеристики. Участок АВ характеризует область тока насыщения.
Для любой точки этого участка плотность тока диода равна плот-
ности тока насыщения Jse- Полезное напряжение диода увеличи-
вается при перемещении к точке В, в которой оно достигает значе-
ния Uo. равного контактной разности потенциалов, т. е. Uo = ф£ —
— Фс- В соответствии с этим плотность полезной мощности диода
линейно увеличивается от нуля в точке А до значения р0 = JseUo
в точке В, в которой потенциалы эмиттера и коллектора равны.
При дальнейшем увеличении сопротивления нагрузки, приво-
дящем к возрастанию полезного напряжения, потенциал коллек-
тора становится меньше потенциала эмиттера (потенциал и потен-
циальная -энергия электрона имеют противоположные знаки).
Плотность тока диода JD уже не зависит от работы выхода эмиттера
и определяется высотой потенциального барьера (<рс + И):
JD = АП ехр {-е (Фс + U)l(kTE} = JSE exp {— eAV/(kT)},
где AV = —ф£ + фс г U. Так как ЛУ > 0, то JD < Jse- По-
этому участок ВС на вольт-амперной характеристике называется
областью задерживающего потенциала. Плотность электрической
мощности диода в этой области равна:
р = JDU = JseHexp {—eAV!(kT)}.
12
Коэффициент полезного действия диода т] равен отношению
полезной электрической мощности к полной подводимой к эмиттеру
тепловой мощности. В установившемся режиме эта тепловая мощ-
ность равна потерям тепловой мощности эмиттером.
Для рассматриваемого идеального диода потери энергии эмит-
тером определяются двумя процессами — эмиссией электронов и
излучением. Тепловая энергия, уносимая электронами эмиссии
с единицы поверхности эмиттера в единицу времени, равна
о [фц + (ЗАг'Т'е/е)]. (1-10)
Как известно, максимально возможные при температуре ТЕ
потери энергии излучением — у абсолютно черного тела — равны
<уТес единицы поверхности в единицу времени. Отличие реальной
поверхности от поверхности абсолютно черного тела характери-
зуется степенью черноты е, значения которой лежат в диапазоне
О < е < 1. Вообще говоря, степень черноты е зависит от темпера-
туры поверхности. Для системы, состоящей из двух противостоящих
друг другу поверхностей различных тел, перенос энергии излуче-
нием с одной поверхности на другую помимо температур последних
определяется эффективной степенью черноты е£.
В рассматриваемом случае подобную систему составляют эмит-
тер и коллектор. В этой системе потери энергии излучением с эмит-
тера с единицы площади за 1 сек равны
<7г = е5о(П-П), (1.П)
где о — постоянная Стефана—Больцмана; Т Е, Тс — соответствен-
но температуры эмиттера и коллектора; е£ — эффективная степень
черноты.
ГТ Г 1 1 I Я 1
Для плоских электродов е5=--------------И 1г1, где е£, ес —
LeE ес J
степени черноты эмиттера и коллектора соответственно. Для ци-
линдрических электродов es= [-—h ----------i'H"1.
L6e rc \ec ) j
Таким образом, коэффициент полезного действия идеального
диода
^pp£ + (2fe7'£/e)]+esa(7'‘-^) ’
где Jd — плотность тока диода; U — полезное напряжение диода.
Рассмотрим теперь зависимость к. п. д. и плотности электри-
ческой мощности идеального диода от полезного напряжения диода
U. Для участка АВ вольт-амперной характеристики
/й = /5£ = ЛТ1ехр{-еф£/(бТ£)}. (1.13)
Максимальная электрическая мощность рмакс достигается
в точке В, где
Рмакс = ^SE (фЕ — фс). (1.14)
13
К. п. д. также достигает максимума в точке В, где
„ =_________Jse (Че~<Рс)________. и 15j
аКС -М-Ре + (2АТ£/е)] + е5ар£-'
Для области задерживающего потенциала (участок ВС на
рис. 1.2) JD =- JSEexp {—eKV/kTE}, где AV = (<рс + U) — <р£.
Следовательно, электрическая мощность и к. п. д. уменьшаются
с увеличением U от точки В, где pD = рмакс и т]о= г|макс, до точки
С, где pD = 0 и т]о = 0. Таким образом, для идеального диода
оптимальное полезное напряжение U = Uo = (<р£ — <рс)- Опреде-
лим теперь оптимальные (относительно электрических характери-
стик идеального диода) значения работ выхода эмиттера и коллек-
тора. Поскольку эмиссионный ток с коллектора считается пренебре-
жимо малым, то чем меньше работа выхода коллектора <p£, тем боль-
ше рмакс и Т]макс-
Значения ср£, при которых для точки В достигаются максималь-
ные значения к. п. д., определяются из условия dv\Dld<fE = 0.
Дифференцируя (1.15) и приравнивая получившееся выраже-
ние нулю, будем иметь
Г (фр "Т ЗЙТ’р/в) /ер ”|
(Фе)опт = Фс + (kTEle) 1 Н------------- . (1.16)
L Чг J
§ 1.4. ИДЕАЛЬНЫЙ ТЕРМОЭМИССИОННЫЙ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЬ
В термоэмиссионном преобразователе, впрочем, как и в идеаль-
ном диоде, эмиттер через токоввод должен быть соединен с полез-
ной нагрузкой, а через нее и с коллектором, чтобы электрическая
цепь была замкнута. Поскольку эмиттер имеет наибольшую рабочую
температуру среди конструктивных элементов ТЭП, то через эмит-
тер ный токоввод теплопроводностью неизбежно отводится тепло от
эмиттера. Для термоэмиссионного преобразователя эта тепловая
энергия теряется. Кроме того, часть вырабатываемой в ТЭП элект-
рической энергии непроизводительно теряется в токовводе. Посколь-
ку омические потери обратно пропорциональны отношению площади
поперечного сечения токоввода к его длине, а тепловые потери прямо
пропорциональны этому отношению, то для каждого конкретного
ТЭП существует оптимальное значение этого отношения.
Рассмотрим электрические характеристики идеального ТЭП, для
которого в отличие от идеального диода учтем потери энергии в то-
ковводе и эмиссию с коллектора, остальные предположения — изо-
тер мичность эмиттера и отсутствие потерь электронов эмиссии в меж-
электродном промежутке — оставим в силе и для идеального ТЭП.
Учтем пока лишь потери в токовводе. Для этого рассмотрим
токоввод в виде цилиндрического стержня длиной lt и радиусом
г(. Направим ось х вдоль оси токоввода и начало координат х = 0
поместим на левом конце токоввода, температуру которого будем
считать постоянной, т. е. Т = То при х = 0. При х = lt токоввод
14
соединяется с эмиттером. Потери тепла с эмиттера теплопровод-
ностью через токоввод эмиттера даются выражением
(xtT)ldx\, (1.17)
где %t — коэффициент теплопроводности токоввода, зависящий от
его температуры. Если пренебречь этой зависимостью и использо-
вать значение коэффициента (Т) при средней рабочей температуре
токоввода Т, а градиент температуры дТ1дх заменить перепадом
температуры по длине токоввода, то вместо (1.17) получим приб-
лиженное выражение
Qt = лг2хг (Л77/г), (1.18)
где \Т Т (lt) - То.
Джоулевы потери в токовводе
QWB = /2p</</M.)> (119)
где Pt — удельное электросопротивление токоввода; / — полный
ток через преобразователь. Падение напряжения на токовводе
Ut = Это падение напряжения уменьшает полезное
напряжение ТЭП, т. е. в отличие от диода оптимальное полезное
напряжение ТЭП
1/пр = Uo - Ut = (Ф£ - <рс) - [/pt/t/(nr?)l. (1.20)
С учетом джоулевых потерь (1.19) запишем новое выражение для
потери тепла теплопроводностью.
Будем считать, что половина джоулева тепла, выделяющегося
в токовводе, направлена к левому концу проводника (х = 0),
а вторая половина в сторону эмиттера (х = lt). Тогда количество
тепла QJ, отводимого от эмиттера, будет равно разности двух теп-
ловых потоков — потока тепла, отводимого теплопроводностью
Qt. и половины джоулева тепла Q.,.K, т. е.
Q/'=Qt-(QWK/2), (1.21)
или
q;+(q„,k/2)=q<,
где QBJK определяется выражением (1.19).
Умножим обе части уравнения (1.21) на Q,w;:
<2ДЖ [<2Ж<2дЖ/2)1 -= QtQ^.
Используя выражения (1.18) и (1.19), получаем
<2ДЖ [QJ + (<2дЖ/2)1 - х(РгАТ/2. (1.22)
Но согласно закону Видемана—Франца удельное электросопро-
тивление и коэффициент теплопроводности связаны соотношением
zfpt = LT, где L — число Лоренца; Т — средняя температура то-
15
коввода. Используя это соотношение, перепишем выражение (1.22)
в следующем виде:
<2ДЖ [Q'/ + (<W2)] = LTbTF. (1.23)
Разумно предположить, что оптимальное отношение джоулевых
потерь в токовводе к потерям тепла через токоввод, которые могли
бы быть преобразованы в электрическую энергию с к. п. д. р, также
равно к. п. д. преобразования р, т. е. <2дж/<2/ = гр Это условие
позволяет определить оптимальные размеры токоввода. Подставляя
в (1.23) значение Q' = (?дж/р, получаем выражение для оптималь-
ного значения джоулевых потерь в токовводе:
Q„»==Z[2pZ.TA77(24-p)]I/2. (1.24)
С помощью (1.19) получим выражение для оптимальной геометрии
токоввода:
/(/(«rf) = (l//pt) [2pLTAT/(2 + р)]1/2. (1.25)
Из этого выражения следует, что с увеличением полного тока /
через преобразователь отношение оптимальной длины токоввода
к оптимальной площади поперечного сечения уменьшается.
Выражения для опимальных значений потерь тепла теплопро-
водностью и падения напряжения на токовводе имеют вид:
Q'== / [2£Д7Т/р (2 4-р)]1/2; (1.26)
Ur[2^LT^T'{2 + ^\i/2. (1.27)
Если потери энергии эмиттером теплопроводностью через то-
коввод отнести к единице поверхности эмиттера, то вместо (1-26)
получим
q't=JSE[2LTAT/r](2 + n)]l/2, (1.28)
где Jse — плотность тока с эмиттера.
С учетом токоввода выражение для к. п. д. будет иметь вид:
11= JsE (УЕ-Чс-Ut) _ п 29
JSE (4>E+2kTEle)+4r+4i '
При оптимальной геометрии токоввода Ut и q't, в свою очередь,
оказываются зависящими от р согласно (1.27) и (1.28). Поэтому
при вычислении к. п. д. уравнение (1.29) нужно решать совместно
с (1.27) и (1.28). Оптимальные значения работы выхода эмиттера
Фе определяются из условия дх\1д^Е = 0.
Дифференцируя (1.29) по Фе и учитывая (1.27) и (1.28), получаем
/„ ч „ il]_^kTE Г, , Фс+^Л-МЖ^/2) J 1. оП
еРЩопт — Фе + б'( 4 1 4------------—------Jse (1.30)
е [ q^+qt J
В предположении, что обратный ток эмиссии с коллектора пре-
небрежимо мал, к. п. д. идеального ТЭП монотонно увеличивается
16
с возрастанием температуры коллектора вследствие уменьшения
потерь тепла излучением с эмиттера (1.11) и монотонно уменьша-
ется с увеличением работы выхода коллектора вследствие умень-
шения контактной разности потенциалов. Подобный вывод о влиянии
температуры коллектора на к. п. д. находится в противоречии с тер-
модинамикой. Действительно, при увеличении температуры коллек-
тора к. п. д. цикла Карно уменьшается, следовательно, к. п. д.
преобразователя также должен уменьшаться.
Отмеченное противоречие является следствием пренебрежения
обратной эмиссией с коллектора. Далее влияние обратной эмиссии
с коллектора на к. п. д. ТЭП
рассмотрено подробнее. От-
метим пока, что при рабочих
температурах эмиттера 1700—
2200° К и соответствующих
им оптимальных значениях
работ выхода эмиттера ус-
ловие малости эмиссионного
тока с коллектора достаточ-
но хорошо выполняется для
типичных значений работ
выхода коллектора 1,8— 1,6 в,
если температура коллекто-
ра не превышает 1000° К.
Выражения (1.27)—(1.30)
позволяют получить зависи-
мость максимального к. п. д.
рованных значениях <рс, Тс,
Рис. 1.3. Зависимости оптимальной рабо-
ты выхода (кривые Г), к. п. д. (кривые 2)»
плотности тока (кривые 3) от температу-
ры эмиттера: ф£ = 1,8 в, сплошные линии —
eg=0,25; пунктирные — eg =0,1.
от температуры эмиттера при фикси-
4S-
Зависимости (<р£) опт и соответствующих им значений т] от тем-
пературы эмиттера при фс=1,8<?, 7> 1 000° К и ss 0,l и es =
-= 0,25 приведены на рис. 1.3. На этом же рисунке даны зависи-
мости оптимальной плотности тока от температуры эмиттера.
При использовании ТЭП в космических установках, а также
в некоторых наземных энергоустановках температура коллектора
может достигать 1000° К и выше. В этом случае необходимо учиты-
вать эмиссионный ток с коллектора. При этом плотность тока
через преобразователь 7пр определяется разностью токов с эмиттера
Jse и коллектора J sc, т. е. Jnp Jse — J sc, rfl&Jse определяется
уравнением (1.2), а плотность тока с коллектора определяется по-
добным образом уравнением Ричардсона—Дэшмана:
Jse = АТгс exp {— е (АР- фС//е£)},
где АР — разность потенциалов в межэлектродном промежутке
(см. рис. 1.1); ерс, Тс — работа выхода и температура коллектора.
Плотность полезной электрической мощности ТЭП равна р0 -=
= (Jse—Jse) U. Для электронного охлаждения эмиттера при
Jse 4= 0 вместо выражения (1.10) имеем
Яг = ф£ (Jse — Jse) + 2[(Js£ kTE)e)—(JsckTc/e)]. (1-31)
17
Потери энергии эмиттером из пучением по-прежнему определяются
выражением (1.11). Потери энергии эмиттером через токоввод опре-
деляются выражением (1.21) с той разницей, что вместо I следует
подставлять (IЕ — /с), где 1Е, 1с — полный ток с поверхности
эмиттера и коллектора соответственно:
Q; -(zz Jtr? AT/Zz)—(1 /2) (/£-Icf (p( 4/jtr?).
Преобразуя первое слагаемое с помощью закона Видемана—Франца
и отнеся потери к единице поверхности эмиттера, получим
q't = [(L/2) (TE — Tc)/SE Rt] -[(1/2) (JSE~JSC)2 RtSE]. (1.32)
При этом было использовано: АТ = ТЕ— Тс\ Тс = То; Rf =
= ptlt/(nr2t); SE = Sc; T = (1/2) (TE + Tc), где Rt — полное
электрическое сопротивление токоввода; SE, Sc — площади по-
верхности эмиттера и коллектора соответственно. К. п. д. преобра-
зователя
t] = (Zse—Jsc)U/(qe + qr + qt)- О-33)
В рассмотренном в начале параграфа случае J sc —0 оптимиза-
ция к. п. д. проводилась относительно работы выхода эмиттера,
а температура эмиттера использовалась в качестве параметра.
При учете эмиссионного тока с коллектора появляется еще
одна переменная величина, относительно которой необходимо
проводить оптимизацию к. п. д., — работа выхода коллектора <рс.
Температура коллектора рассматривается в качеств параметра.
Как и в случае Jsc = 0, максимальному к. п. д. при Jse ¥= 0 соот-
ветствует значение А У = 0, поэтому для определения т|макс необ-
ходимо использовать следующие два условия:
дт]/дф£ = 0; дт]/дфс = 0. (1-34)
Дифференцируя выражение (1.33) по ф£ и фс и используя усло-
вия (1.34) при заданных постоянных значениях ТЕ и Тс, можно
получить значения т]макс. Результирующие уравнения, как и в рас-
смотренном выше случае, оказываются трансцендентными и требуют
численного решения.
Работы выхода эмиттера и коллектора связаны равенством
(при А У = 0):
ф£ = Фс + U + U‘t, (1.35)
где U't = (IE— Ic) Rt-
Равенство (1.35) позволяет по оптимальным значениям ф£
при заданных значениях ТЕ и Тс определить оптимальное падение
напряжения на токовводе U't, а также оптимальное полезное на-
пряжение ТЭП.
Результаты расчетов приведены на рис. 1.4—1.6 [5]. На рис. 1.4
представлена зависимость к. п. д. преобразователя от температуры
коллектора при различных значениях работы выхода коллектора
для ТЕ = 2400° К. Данные рис. 1.4 показывают, что при темпера-
18
О 500 1000 1500 2000 ТС°К
Рис. 1.4. Зависимость к. п. д. идеаль-
ного преобразователя от температуры
коллектора при различных значениях
работы выхода коллектора для Те=-
= 2400° К. Пунктирная линия дает
положение максимального к. п. д. при
данном значении Фе.
Рис. 1.5. Зависимость оптимальной рабо-
ты выхода эмиттера от его температуры
при различных значениях работы выхода
коллектора.
Рис. 1.6. Зависимость максималь-
но достижимого к. п. д. идеаль-
ного преобразователя от темпера-
туры эмиттера при различных зна-
чениях (p£.
туре коллектора, не превышающей некоторого критического зна-
чения, уменьшение температуры коллектора не приводит к увели-
чению к. п. д. Значения критической температуры показаны на
рис. 1.4 пунктирной линией. При Тс<Ткр результаты оптими-
зации к. п. д., полученные в предположении 1С = 0 (см. рис. 1.3),
практически не отличаются от результатов, полученных при учете
Jc- При Тс > Ткр эмиссия с коллектора дает уже существенный
вклад в полный ток преобразователя, и при расчете электрических
характеристик ТЭП этот эффект необходимо учитывать. При фикси-
рованном значении работы выхода коллектора изменение темпе-
ратуры коллектора вплоть до Тс --- Ткр незначительно влияет на
к. п. д.
Для типичных значений фо - 1,8 в и ТЕ = 2000° К критическая
температура коллектора равна примерно 1100° К. Небольшое
увеличение к. п. д. при увеличении температуры коллектора
(см. рис. 1.4) обусловлено уменьшением потерь на излучение и теп-
лопроводностью через токоввод. Зависимости оптимальных значений
работы выхода эмиттера от его температуры при различных постоян-
ных значениях фС приведены на рис. 1.5.
Зависимости максимально достижимого к. п. д. от температуры
эмиттера при различных постоянных значениях работы выхода кол-
лектора (температура коллектора в каждой точке—оптимальная)
приведены на рис. 1.6. Приведенная на рис. 1.6 зависимость
Л (Те) для срс = 1,8 в и Тс = 1000° К практически не отличается
от приведенной на рис. 1.3 соответствующей зависимости ц (ТЕ)
при Фс =- 1,8 в и оптимальных значениях Тс в каждой точке.
§ 1.5. ГАЗОНАПОЛНЕННЫЙ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЬ.
ПОВЕРХНОСТНАЯ ИОНИЗАЦИЯ
Рассмотрим вопрос о возможности достижения характеристик
идеального ТЭП. Как уже отмечалось в § 1.2, влияние отрицатель-
ного пространственного заряда электронов при технически воз-
можных межэлектродных расстояниях приводит к резкому умень-
шению тока эмиссии с эмиттера. В результате полезная электри-
ческая мощность вакуумного ТЭП оказывается очень низкой и боль-
шого практического интереса не представляет. Для нейтрализации
отрицательного пространственного заряда электронов более пер-
спективно введение в межэлектродный промежуток ТЭП положи-
тельных ионов. Один из способов введения положительных ионов —
использование поверхностной ионизации. Второй способ заключа-
ется в использовании объемной ионизации, т. е. ионизации газа
в межэлектродном промежутке (работа термоэмиссионного преоб-
разователя с объемной ионизацией газа рассмотрена в гл. 3).
Рассмотрим возможность нейтрализации пространственного
заряда электронов с помощью поверхностной ионизации. Если меж-
электродный промежуток ТЭП заполнить газом, атомы которого
имеют низкий потенциал ионизации, то при ударе нейтральных
20
атомов газа о нагретую до высокой температуры (порядка 2000° К)
поверхность эмиттера часть атомов газа ионизируется. Ионизация
атомов газа на нагретой поверхности твердого тела называется
поверхностной ионизацией. Впервые поверхностную ионизацию
наблюдали Ленгмюр и Кингдон в 1923 г. Они рассматривали иони-
зацию атомов цезия на поверхности вольфрама [6]. Подробно по-
верхностная ионизация рассмотрена в работе 17]. Поверхностную
ионизацию принято характеризовать отношением потока ионов
V,, идущего от поверхности, к потоку нейтральных атомов v, по-
ступающему на поверхность из межэлектродного промежутка
за тот же промежуток времени:
P=v,/v- (1-36)
Величина Р называется коэффициентом поверхностной иони-
зации. Если все удары атомов о поверхность приводят к их иони-
зации, то р = 1. В другом крайнем случае, когда ионизация не
происходит, р = 0.
Иногда используют отношение потока ионов v;, идущего от по-
верхности, к потоку атомов va, идущему от поверхности за тот же
период времени:
а = v;/va. (1.37)
Отношение а называется степенью ионизации. В стационарном слу-
чае v -= V; vQ. Следовательно, из (1.36) и (1.37) имеем
Р = а/(сс+1). (1.38)
Очевидно, 0 р С 1, 0<а<оо. Зависимость степени иони-
зации а от потенциала ионизации атома, работы выхода и темпе-
ратуры поверхности определяется формулой Саха—Ленгмюра:
« = (g;/go)exp {е (ф£ — Vi')!(kT')}, (1.39)
где git g0 — статистические веса ионов и атомов соответственно;
Vi — потенциал ионизации атомов.
С помощью формулы (1.38) из выражения (1.39) для коэффи-
циента поверхностной ионизации р получим
Р = 11 + (g0/gi) exp {-с (ф£- V()/(kT)}]-'. (1.40)
Из формулы (1.40) видно, что для получения больших значений
коэффициента ионизации необходимо выполнение условия ф£ > V/.
При ф£ > Vi и увеличении разности (ф£ — Иг) коэффициент иони-
зации стремится к 1, а при ф£< И, и увеличении разности Vt — ф£
коэффициент ионизации стремится к 0. Условие ф£ > V, выпол-
няется при ионизации атомов цезия (Vt ~ 3,89 в) на поверхности
вольфрама (ф£ = 4,5 в).
Зависимость р при ионизации атомов цезия от работы выхода
поверхности приведена на рис. 1.7.
Формула (1.40) позволяет определить плотность ионного тока
насыщения Js£ с поверхности эмиттера, который является свое-
21
образным аналогом плотности тока насыщения электронов Jse-
Поскольку J/se — — evaa, то
^SE = eva^exp{e((fE^Vi)/kT}. (1.41)
go
Для атомов щелочных металлов g0/gi = 2. Поэтому выражение
(1.41) для плотности ионного тока насыщения с поверхности при
ионизации атомов цезия можно записать в виде
(1-42)
$se =~ (eva/2) exp {е (<р£ - Vt)/(kT)}.
Рис. 1.7. Зависимость коэффициента ионизации ато-
мов цезия от работы выхода поверхности.
Определим теперь условия нейтрализации пространственного
заряда электронов ионами, образующимися в результате поверх-
ностной ионизации. Условие нейтрализации сводится к равенству
объемных концентраций электронов пе и положительно заряжен-
ных ионов нг во всем межэлектродном промежутке. Если v;, ve—
потоки ионов и электронов с поверхности эмиттера, то
Hi = Vi/(4cii); пе = ve/(4ve),
где пг-, ve — средние тепловые скорости ионов и электронов. Посколь-
ку vi ~ (SkT/stM)'/*, ve = (SkTlittn)'!*, где Т — температура по-
верхности; tn, М — массы электронов и ионов соответственно, то
условие пе = tit примет вид Vj^W1/2 = vem1/2 или
v;/ve = (т/Л4)1/2. (1.43)
Условие нейтрализации (1.43) перепишем в ином виде. Так как
Jse = eve, ар v;/v, где Jse — плотность эмиссионного тока
насыщения; v — поток атомов на поверхность эмиттера из меж-
электродного промежутка, то выражение (1.43) можно записать
в виде
JSE = ep(m/M)i/2 v.
(1.44)
Используя уравнение состояния идеального газа р = nkTT,
получаем
V = nv/4 = [p/(4£Tr)J [&kTYl{nM)yi\
или
v = р (2лЛ4£Тг)-1/2, (1-45)
где р, Тт — давление и температура газа в межэлектродном прост-
ранстве. Из условия (1.45) с помощью (1.44) найдем значение дав-
ления газа в межэлектродном промежутке, необходимое для полной
нейтрализации пространственного заряда электронов при эмис-
сионном токе насыщения Jse и данном значении [3:
Р-[/«£/(е₽)](2лШ7г)'/2. (1.46)
Подставляя в (1.46) значение р из формулы (1.40), получаем
окончательно
р = (JsE/e) (2лЖТг)>/2 [ 1 + (g0/gi) exp {— е (ф£~Vt)/(kT)}]. (1.47)
Если плотность тока Jse выражать в амперах на сантиметр
в квадрате, давление газа р — в миллиметрах ртутного столба,
а температуру газа Тг—в градусах Кельвина, то выражение (1.47)
примет вид
Р = 4,13 • 10-е JSE Т*/2 [ 1 + (g0/g,-) exp { -е (<р£-V^ikT)}]. (1.48)
В случае эмиттера с работой выхода ф£ = 4,5 в для давления
паров цезия (Ег- = 3,89 в) в межэлектродном промежутке,
необходимого для нейтрализации плотности тока (например,
Jse= 10 а/см2), формула (1.48) дает (при Тг = 1500° К)
pcs = 0,0016 мм pm. cm.
Для нейтрализации той же плотности тока Jse = Ю а!см2
по формуле (1.48) давление паров бария (Уг = 5,21 в) в межэлект-
родном промежутке должно быть рВа = 1,7 • 104 мм pm. cm.
Поверхностная ионизация позволяет нейтрализовать отрицатель-
ный пространственный заряд электронов. При этом давления паров
цезия, необходимые для нейтрализации плотностей эмиссионного
тока порядка 10—20 а/см2, представляющих практический интерес,
оказываются достаточно низкими — менее 0,1 мм pm. cm. При таких
давлениях атомы цезия, заполняющие межэлектродный промежу-
ток, незначительно влияют на перенос электронов эмиссии с эмит-
тера на коллектор при реально осуществимых межэлектродных
расстояниях 0,1—0,5 мм. Казалось бы, нейтрализация пространст-
венного заряда электронов с помощью поверхностной ионизации
атомов цезия открывает путь к достижению характеристик идеаль-
ного преобразователя. К сожалению, как показано в следующем
параграфе, из-за испаряемости эмиттера подобные условия работы
цезиевого ТЭП оказываются неосуществимыми.
23
§ 1.6. ЧИСТЫЕ ЭМИТТЕРЫ
Рассмотрим возможность достижения характеристик идеального
ТЭП при использовании чистых эмиттеров, т. е. эмиттеров, поверх-
ность которых состоит из тех же атомных компонентов, что и внут-
ренние слои.
Характеристики материалов чистых эмиттеров
Таблица 1.2
Материал Работа выхода <₽£' в Темпера- тура плавления, °К Температура при Ь8 в, es= 0,25 Испаряе- мость при J.SE = — 1 0 а/см2, мм/год
оптималь- ная, °к при SE = 10 а/см2 е Ч>Е
Мо 4,3 2890 3400 2750 1000 0,6
Re 4,9 3450 3800 3050 100 0,8
W 4,54 3680 3600 2900 5 1,0
Та 4,2 3270 3200 2700 5 1,0
ZrC 3,8 3690 3000 2450 5 1,0
UC 3,3 2750 2600 2150 0,86 1,1
3,3 —. 2600 2100 0,15 1,2
LaB6 2,7 — 2000 1900 0,15 1,2
В табл. 1.2 приведены значения работ выхода некоторых ту-
гоплавких металлов и соединений, возможных в качестве материа-
лов эмиттеров, а также оптимальные рабочие температуры, получен-
ные для указанных материалов с помощью данных рис. 1.5 для
типичных значений работы выхода коллектора <рс -= 1,8 в и эффек-
тивной степени черноты е8 = 0,25. Сравнение оптимальных темпе-
ратур, соответствующих максимально достижимому к. п. д. для дан-
ного материала эмиттера, с температурами плавления показывает,
что тугоплавкие металлы, а также карбиды циркония и урана не
позволяют осуществить оптимальный режим, поскольку их опти-
мальные температуры близки к температурам плавления, а в слу-
чае молибдена и рения даже превышают их. Рассмотрим менее жест-
кие условия работы чистых эмиттеров.
Данные рис. 1.3 показывают, что приемлемые на практике зна-
чения к. п. д. и полезной электрической мощности достигаются при
плотности эмиссионного тока эмиттера порядка 10 а/см2. Соответст-
вующие значения температур для рассматриваемых материалов при-
ведены в табл. 1.2. Эти значения меньше оптимальных, но все-таки
достаточно высоки, так что вполне естественно ожидать большой
скорости испарения материалов чистых эмиттеров при указанных
температурах. Приведенные в предпоследнем столбце табл. 1.2
скорости испарения, выраженные в толщинах слоя, испаряющегося
с поверхности эмиттера за год непрерывной работы ТЭП при JSe =
= 10 а!см2, подтверждают эти опасения.
• Действительно, для всех рассматриваемых материалов чистого
эмиттера толщина испаряющегося за год слоя значительно превы-
24
шает межэлектродный промежуток (около 0,01 мм или меньше),
необходимого для эффективной работы вакуумного ТЭП, и в лучшем
случае (ZrC—UC и LaBe) сравнимы с межэлектродными расстояния-
ми 0,1—0,5 мм ТЭП, работающими в диффузионном или дуговом
режиме (см. гл. 3).
Таким образом, испаряемость материала эмиттера является
серьезным препятствием для использования даже наиболее пер-
спективных материалов чистых эмиттеров при плотностях тока пре-
образователя порядка 10 асм~ и длительном (около 1 года) сроке
службы.
При обычных температурах атомы крепко связаны друг с другом
и самопроизвольно не могут покинуть данный образец металла.
Можно представить, что на его границе с вакуумом существует
потенциальный барьер. При нагревании металла атомы, составляю-
щие кристаллическую решетку, все более интенсивно совершают
колебательное движение относительно своего равновесного положе-
ния — возбуждаются. В результате у атомов появляется заметная
вероятность преодолеть потенциальный барьер на границе рас-
сматриваемого образца с вакуумом и покинуть металл — испа-
риться. Как и в случае эмиссии электронов, зависимость скорости
испарения атомов va от температуры имеет экспоненциальную
форму, характерную для термического процесса [8]:
vu (а/p) (M/TeYexp {-Fa/(feT£)}, (1.49)
где va — поток испаряющихся атомов; а — некоторая постоянная;
— плотность; Fa — энергия испарения; М — молекулярный вес.
Сравним теперь скорости обоих процессов: скорость испарения
электронов, определяемую уравнением Ричардсона
JSE = ATiexp{-e<fE/(kTE)}, (1.50)
и испарения атомов, определяемую уравнением (1.49). Если в урав-
нении (1.49) выражать р в граммах на сантиметр в кубе, ТЕ —
в градусах Кельвина, то а 44,4.
Из уравнений (1.49) и (1.50) получим
va =- (44,4/р) (М/Т£)‘/2 ехр{ —1п (АП/Jse) (Fa/eqE)}. (1.51)
В табл. 1.3 приведены значения скорости испарения материала
катода при различных значениях отношения Fa/(eqE) для типичных
значений параметров, входящих в уравнение (1.51), и для Jse =
= 10 а/см2, [8]. Из данных таблицы видно, что материалы, имею-
щие отношение Fo/(ecp£) 1,2, интенсивно испаряются при непре-
рывной работе эмиттера в течение года при температурах, обеспе-
чивающих плотность эмиссионного тока 10 а/см2.
Возвращаясь к табл. 1.2, замечаем, что приведенные в ней
материалы чистых эмиттеров не удовлетворяют условию Fa/eqpc>l,2
и лишь некоторые (например, ZrCOi8 —UC0>2) приближаются к это-
му пределу.
25
Скорость испарения материала эмиттера Таблица 1.3
при различных значениях Fajet^E
Fa/effE Скорость испарения, !| мм/год I Fale^E Скорость испарения, мм} год
0,9 30 1,2 0,15
1,0 1,1 5,0 1,3 0,025
0,86 1,4 0,0050
Анализ процессов эмиссии электронов и испарения атомов [8|
показывает, что большая скорость испарения атомов чистого эмит-
тера неизбежна при температурах, обеспечивающих получение
Jse > 10 а!см\
В результате ограничения по испарению эмиттера длительная
эффективная работа ТЭП с чистым эмиттером при плотностях эмис
сионного тока Jse^ Ю а/см1 оказывается невозможной.
§ 1.7. АДСОРБИРУЮЩИЕ ЭМИТТЕРЫ
Адсорбция атомов газов (или паров) элементов, имеющих низ-
кое значение работы выхода, на поверхности эмиттера с высокой
работой выхода приводит к уменьшению эффективной работы вы-
хода эмиттера. В результате значительные плотности эмиссион-
ного тока можно получить при умеренных температурах эмиттера
(1500—1700° С). Именно использование явления адсорбции для
изменения работы выхода электродов позволяет создать термо-
эмиссионные преобразователи с длительным ресурсом и хорошими
электрическими характеристиками (см. гл. 4). Выясним, как из-
менятся условия работы эмиттера при адсорбции паров цезия
на его поверхности. Уменьшение работы выхода эмиттера при
адсорбции газов приводит к искусственному увеличению отноше-
ния FaleqE, что в соответствии с данными табл. 1.3 вызывает умень-
шение скорости испарения материала эмиттера. Например, для
чистого вольфрама Fnleq>E = 1,0, что при JSE = 10 а1смг соот-
ветствует испарению слоя толщиной около 5 мм за 1 год работы
ТЭП. При уменьшении работы выхода вольфрама до <( £ = 3,6 в
за счет адсорбции получим Fa!eqE = 1,3, что соответствует тол-
щине слоя 0,025 мм, испаряющегося за 1 год при JSE = 10 а!см2.
Адсорбция паров цезия на поверхности вольфрамового эмитте-
ра позволяет в принципе (см. гл. 2) получить работу выхода эмит-
тера в значительно более широких пределах (1,7 С) 4,54 в),
т. е. в значительно более широком диапазоне, чем необходимо для
выполнения условия FaleqE > 1,2.
Определим теперь минимальное значение работы выхода эмит-
тера, которое при фиксированных значениях давления паров позво-
ляет нейтрализовать плотность тока насыщения с эмиттера. Условие
нейтрализации дается формулой (1.44). Если работа выхода эмит-
26
тера ф,е меньше потенциала ионизации атомов цезия, то единицей
в знаменателе формулы (1.40) для р можно пренебречь. Подставляя
результирующее выражение в формулу (1.44) и выражая работу
выхода эмиттера в явном виде, получаем [8]
. Рис. 1.8. Условия нейтрализации оптимального тока
эмиссии с эмиттера ионами цезия, образующимися при
поверхностной ионизации, с учетом адсорбции паров
цезия на поверхности вольфрама.
ФМИн— для нейтрализации эмиссионного тока насыще-
ния:
/—-pCs = 0,01 мм рт. ст.; 2 — pQs=0,l ммрт.ст.; 3 —
PCs =1,0 мм рт .ст.', 4 — pqs = 10 мм рт .ст.; 5 —
pCs = 100 мм рт. ст.
(рмин—дЛЯ нейтрализации оптимального тока:
6 — PCs = 0,1 мм рт. ст.; 7 — p£S =1,0 мм рт . ст.; 8—
PCs = 1 0 мм рт. ст ; 9 — pqs =100 мм рт. ст.
<рад—работа выхода вольфрама, обусловленная адсорб-
цией цезия:
а — PCs = 0.1 мм рт. ст.; б — pcs — L0 мм рт. ст.; в—
PCS — 10 мм рт. ст.; г — pqs = 100 мм рт. ст.
Заштрихованная область — область нейтрализации про-
странственного заряда электронов только поверхностной
ионизацией цезия с учетом адсорбции цезия на поверх-
ности вольфрама.
Vi kT /2 AT1
<Рмин = Т + — 1П(—|/ фц<^, (1.52)
где фмин—минимальное значение работы выхода, достаточное для
нейтрализации заряда электронов при данной плотности тока насы-
щения с эмиттера только эмиссией ионов. Если <р£ меньше опти-
мального (Фе)опт (см. § 1-4), то фмин определяется уравнением
Фмин = Vi - фопт + kT In [[ AT2/(ev)] V^JM}, (1.53)
фопт фЕ < Vi •
27
При выводе этой формулы JSE определялась по выражению
Jse = AT2 exp { —ecponT/(feT)}.
На рис. 1.8 приведены зависимости минимальной работы выхо-
да, достаточной для нейтрализации заряда при плотности элект-
ронного тока насыщения с эмиттера, от температуры эмиттера при
различных фиксированных значениях давлений паров цезия. При
построении графика была использована зависимость фОпт(Т£),
приведенная на рис. 1.2 для <рс = 1,8 в и es — 0,25.
При ср£- < фмип для данного давления паров цезия эмиссия
ионов недостаточна для нейтрализации плотности электронного
тока насыщения с эмиттера.
Если давление паров цезия превышает 0,1—0,5 мм рт. ст.,
то при d « 0,14-0,5 мм рассеяние электронов на атомах цезия при-
водит к значительному уменьшению тока преобразователя. Данные
рис. 1.8 показывают, что при pCs = 0,1 мм рт. ст. минимальное
значение оптимальной работы выхода, при которой эмиссия ионов
достаточна для нейтрализации электронного тока насыщения
с эмиттера, равнфпримерно 3,5 в (точка F на рис. 1.8).
Если материал эмиттера хорошо адсорбирует пары цезия (на-
пример, тугоплавкие металлы), то условие нейтрализации простран-
ственного заряда электронов при фиксированном давлении паров
цезия должно выполняться одновременно с условием достижения
данного значения работы выхода фад за счет адсорбции.
На рис. 1.8 приведены также зависимости фад (Т) для вольфра-
ма (ф0 = 4,5) при различных давлениях паров цезия, определяемые
адсорбцией цезия.
Пересечение зависимостей фМИ1, (Г) и фад (Г), соответствующих
одинаковым давлениям паров цезия (в точках А, В, С, D на рис. 1.8),
определяет линию (ABCD на рис. 1.8), на которой одновременно
выполняются перечисленные два условия.
Для значений ф£, расположенных ниже линии ABCD, эмиссия
ионов недостаточна для нейтрализации электронного тока насыще-
ния с эмиттера.
Поскольку при pcs > 0,1 мм рт. ст. ис1к 0,5 мм процессы
рассеяния электронов на атомах цезия приводят к значительному
уменьшению тока преобразователя, то для вольфрамового эмитте-
ра при использовании только эмиссии ионов для нейтрализации
пространственного заряда электронов область, в которой процессы
рассеяния не играют существенной роли, довольно ограниченна
(заштрихованная область на рис. 1.8). Однако этой области соот-
ветствуют большие работы выхода и малые температуры эмиттера,
при которых электрические характеристики ТЭП практического
интереса не представляют. Поэтому на практике при использовании
поверхностной ионизации ТЭП работает в режиме, в котором
dll 1, и при расчете электрических характеристик необходимо
учитывать рассеяние электронов. Подобный режим работы ТЭП
получил название диффузионного.
28
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Фомеико В. С. Эмиссионные свойства материалов. Справочник. Под ред.
Г. В. Самсонова. Киев, «Наукова думка», 1970, с. 86.
2. Иигольд Д., Блю Э., Озеров В. Эксперименты с термоэмиссионным преоб-
разователем. — Термоэмиссионное преобразование энергии. Пер. с англ.
Под ред. В. Н. Артамкина и Б. А. Ушакова. Т. 2. М., Атомиздат,
1965, с. 42.
3. Добрецов Л. Н , Гомоюнова М. В. Эмиссионная электроника. М., «Наука»,
1966, с. 76.
4. Ансельм А. И. Термоэлектронный вакуумный термоэлемент. 'М., Изд-во
АН СССР, 1951, с. 14.
5, Урбаиик К , Згорцельски М. Влияние эмиссии с анода на максимальный
к. п. д. термоэмиссионного преобразователя. — «Прямое преобразова-
ние тепловой энергии в электрическую и топливные элементы». Информ,
бюл. М., изд. ВИНИТИ, вып. 6, 1968, с. 129.
6. Kingdon К., Langmuir I. Thermionic phenomena due to alkali vapors. —
«Phys. Rev.», Sec. ser., 1923, v. 21, No. 3, p. 380.
7. Зандберг Э. Я., Ионов H. И. Поверхностная ионизация. М., «Наука»,
1969, с. 42.
8. Разор Н. Термоэмиссионный преобразователь с парами цезия: 1 — огра-
ничения, накладываемые процессом эмиссии.—Термоэмиссиониое пре-
образование энергии. Пер. с англ. Под ред. В. Н. Артамкина и.
Б. А. Ушакова. Т. 2. М., Атомиздат, 1965, с. 167.
ГЛАВА 2
АДСОРБЦИЯ ГАЗОВ
НА ПОВЕРХНОСТИ
ТВЕРДЫХ ТЕЛ
§ 2.1. АДСОРБЦИЯ ЦЕЗИЯ
Введение. Большая часть рассматриваемых в настоящее время
термоэмисспонных преобразователей является газонаполненными,
т. е. в межэлектродный промежуток ТЭП вводится газ или смесь
газов. При введении газов (или паров металла) в межэлектродный
промежуток ТЭП преследуют достижение двух целей: во-первых,
нейтрализации пространственного заряда электронов ионами, обра-
зующимися при ионизации атомов газа (на поверхности эмиттера
или в объеме межэлектродного промежутка); во-вторых, снижения
работ выхода электродов за счет адсорбции газов на их поверхности
до оптимальных или близких к ним значений.
При этом далеко не безразлично, при каких давлениях газа
в межэлектродном промежутке достигаются эти цели. При доста-
точно больших давлениях газа в межэлектродном промежутке
электроны эмиссии при движении к коллектору испытывают боль-
шое число столкновений с атомами газа и частично рассеиваются
обратно на эмиттер. В результате ток через преобразователь умень-
шается. Поэтому при рассмотрении адсорбции газов постоянно бу-
дет обращаться внимание на возможные пути уменьшения давле-
ния газов вследствие увеличения адсорбционной способности элек-
тродов. По существу все газонаполненные ТЭП представляют собой
преобразователи с парами цезия в межэлектродном промежутке.
Цезий — щелочной металл с наименьшим среди исследован-
ных элементов периодической системы потенциалом ионизации
3,89 в и работой выхода 1,81 в. Цезий имеет низкую температуру
плавления (28° С). Температура кипения цезия при нормальном
давлении 780° К, давление насыщенных паров, зависящее от тем-
пературы жидкого цезия, можно определить с помощью эмпири-
ческого соотношения:
БреХНД igpcs = _(4042/7'Сз) - 1,41g TCs + пДз, (2.1)
..,^7
где pcs — давление насыщенных паров, мм рт. cm; TCs—тем-
пература резервуара с жидким цезием, °К. Часто используют более
простое выражение:
lg Pcs = 6,78 — (3740/Tcs). (2.2)
Зависимость pcs (T’cs) приведена на рис. 2.1.
ф- /а Ту/. .ДЛерслхо ( &.Г. J :
500 400 500 ООО mq Т^К
Рис. 2.1. Зависимость давления на-
сыщенных паров цезия от темпера-*
туры жидкого цезия.
Кингдоном при исследова-
Увеличение эмиссии было
Исключительно важная роль паров цезия в термоэмиссионных
преобразователях обусловлена целым рядом свойств: цезий имеет
низкое значение работы выхода, низкое значение потенциала
ионизации; давление насыщенных паров достигает желаемых значе-
ний при умеренных температурах цезиевого резервуара (400—
650° К); пары цезия хорошо адсорбируются тугоплавкими метал-
лами. Именно использование паров цезия в качестве газа-заполни-
теля межэлектродного пространства ТЭП открыло путь к созданию
надежных термоэмиссионных преоб-
разователей с хорошими электриче-
скими характеристиками. Поэтому не
удивительно, что адсорбция паров
цезия применительно к условиям
работы и материалам ТЭП исследо-
вана значительно лучше, чем адсор-
бция других газов.
BES-образные зависимости эмисси-
онного тока от температуры поверх-
ности. Значительное увеличение
эмиссионного тока с поверхности
твердого тела в присутствии па-
ров цезия впервые было обнару-
жено еще в 1923 г. Ленгмюром и
нии эмиссии с поверхности вольфрама,
объяснено уменьшением работы выхода вольфрама в парах цезия.
Атомы цезия, поступающие на поверхность твердого тела, частич-
но осаждаются (адсорбируются) на его поверхности. Взаимодейст-
вие адсорбировавшегося цезия с поверхностью металла приводит
к изменению работы выхода этой поверхности. Адсорбцию принято
характеризовать степенью покрытия, которая представляет собой '
установившееся отношение площади поверхности твердого тела,
покрытой адсорбировавшимися частицами, к площади поверхности,
свободной от них, при данной температуре поверхности.
Степень покрытия обычно обозначают 0. При каждом значении
плотности паров цезия над поверхностью и температуры поверх-
ности устанавливается равновесное покрытие ее цезием, при кото-
ром поток адсорбирующихся в единицу времени частиц равен пото-
ку частиц, испаряющихся с поверхности. Число атомов цезия,
адсорбирующихся на единице поверхности данного металла, про-
порционально потоку падающих частиц ра, который согласно ки-
нетической теории равен
Pa = rtCsUCs/4, (2.3)
где Ocs, «cs — средняя тепловая скорость и плотность атомов це-
зия в межэлектродном промежутке соответственно. Используя урав-
нение состояния идеального газа и выражение для средней тепло-
вой скорости, получаем
(2.4)
31
где М — масса атомов цезия; Тт — температура цезиевого газа
(пара) в межэлектродном промежутке.
Число испаряющихся частиц цезия (атомов и ионов) пропор-
ционально числу адсорбировавшихся частиц, т. е. степени покры-
тия 0, и вероятности испарения, которая экспоненциально зависит
от температуры поверхности ТЕ. Таким образом, условие равно-
весия
Рс5/Гг/2 М)ехр{-л/(Н’£)}, (2.5)
где b — некоторая постоянная; X — теплота испарения цезия с по-
верхности. Из (2.5) следует:
0 = [pcs/(W^/2)] exp {X/kTE}. (2.6)
Средняя температура цезиевого пара в межэлектродном проме-
жутке примерно равна (Те + Тс)/2, где ТЕ, Тс — температура
эмиттера и коллектора соответственно.
Давление пара цезия определяется температурой резервуара
с жидким цезием и не зависит от температуры поверхности. В ре-
зультате зависимость 0 (ТЕ) определяется в основном экспонен-
той.
При достаточно низкой температуре поверхности ТЕ последняя
оказывается покрытой слоем цезия. Очевидно, при монослойном
покрытии 0^1. При этом, как показывают эксперименты, работа
выхода поверхности близка к работе выхода цезия. В частности,
для поликристаллического вольфрама при 0-1 cpw = 1,69 в.
При увеличении температуры поверхности степень покрытия 0
в соответствии с формулой (2.6) уменьшается, и при некотором зна-
чении 0 = 0ОПТ -х 0,7 работа выхода поверхности достигает ми-
нимального значения <р (0ОПТ) = фмин. При дальнейшем увеличе-
нии температуры поверхности работа выхода поверхности увеличи-
вается, приближаясь к работе выхода данной поверхности в вакууме.
Подобный характер изменения работы выхода поверхности в парах
цезия при изменении ее температуры определяет зависимость плот-
ности эмиссионного тока насыщения от обратной температуры
эмиттера, имеющей характерную S-образную форму. На рис. 2.2
приведены подобные зависимости для поликристаллического воль-
фрама при различных давлениях паров цезия. На этом же рисунке
приведены линии постоянной работы выхода [1].
При низких температурах поверхности вольфрама, когда 0 -= 1,
работа выхода поверхности ф ж 1,69 в, эмиссия мала. При увели-
чении температуры поверхности эмиссия возрастает, во-первых,
вследствие увеличения температуры, во-вторых, вследствие умень-
шения работы выхода, которая приближается к фмии. После дости-
жения <рмнн с увеличением температуры два эффекта оказывают
противоположное влияние на эмиссию: увеличение температуры
поверхности увеличивает ток, а увеличение работы выхода умень-
шает ток. Последний эффект при работе выхода поверхности ф
32
несколько большей <рмин оказывается преобладающим, поэтому
эмиссионный ток начинает уменьшаться. При достаточно высоких
температурах поверхности, когда 0 ж 0, а работа выхода мало от-
личается от работы выхода поверхности в вакууме, изменение
<р (Г) с увеличением температуры мало и эмиссионный ток снова
начинает возрастать.
Рис. 2.2. Зависимость эмиссионного тока насыщения с поверхности
вольфрама от обратной температуры поверхности при различных дав-
лениях паров цезия.
Как видно на рис. 2.2, подобная S-образная зависимость со-
храняется при различных фиксированных значениях давлений пара
цезия. При увеличении pcs точки на S-образной зависимости, соот-
ветствующие фмнн, будут смещаться в сторону больших температур.
На рис. 2.2 для каждой S-образной кривой, соответствующей
pCs = const, приведены значения температуры резервуара с жидким
цезием TCs и потока ца атомов цезия на поверхность. Результаты
исследований эмиссии с различных граней вольфрама также указы-
вают на S-образную зависимость от обратной температуры поверх-
ности [2]. S-образные зависимости, подобные приведенным на
рис. 2.2 для поликристаллического вольфрама в парах цезия,
наблюдались при изучении эмиссии различных материалов в парах
щелочных металлов. В работе [3] приведены S-образные зависимости
для Be, Ti, Cr, Ni, Cu, Pt и нержавеющей стали, а в работе [4] —
для тугоплавких металлов W, Мо, Та, Nb, Ir, Re и Os в широком
диапазоне температур поверхности и давлений паров цезия.
2 Зак. 667 33
Модели адсорбции. Адсорбция щелочных металлов, в частности
паров цезия, на поверхности твердых тел представляет собой слож-
ный процесс взаимодействия атомов и ионов адсорбирующего газа
с поверхностью. Хотя в качественном понимании этого процесса до-
стигнуты определенные успехи 15—10], однако получение точных ко-
личественных результатов в широком диапазоне изменения различ-
ных параметров, влияющих на адсорбцию, представляет значитель-
ные трудности. Особенно это относится к адсорбции щелочных ме-
таллов в присутствии различных газооб-
разных добавок — кислорода, водорода,
галогенов.
Одна из первых моделей адсорбции
цезия на поверхности твердого тела была
предложена Ленгмюром [1], рассматривав-
шим адсорбцию паров цезия на вольфра-
ме. Согласно этой модели уменьшение ра-
боты выхода поверхности обусловлено на-
личием на поверхности электрических ди-
полей, образованных зарядом адсорбиро-
вавшихся частиц и их изображением в
эквипотенциальной поверхности металла.
Величина диполя считалась зависящей от
Рис. 2.3. Изменение рабо- ПОЛЯрИЗЭЦИИ КЗЖДОЙ ЭДСОрбирОВаВШеЙСЯ
ты выхода вольфрама в за- частицы электрическим полем соседних
висимости от степени по- г ..
крытия. частиц. Совокупность диполей образует на
поверхности двойной электрический
слой с моментом пр, где р — момент
отдельного диполя; п — число диполей на 1 см1 поверхности. Скачок
потенциала в двойном слое АФ = 4rtp/i понижает работу выхода
поверхности в парах цезия. Если работа выхода поверхности вольф-
рама в вакууме <р0, а в парах цезия <р, то Дер =- <р0 — ср. В резуль-
тате уменьшения работы выхода вольфрама в присутствии паров
цезия плотность эмиссионного тока насыщения с его поверхности
Js резко возрастает:
Js = 70ехр (Дср/(£Т)}, (2.7)
где Jo — плотность эмиссионного тока насыщения с поверхности
чистого вольфрама; Т — температура поверхности.
Зависимость изменения работы выхода Д<р от степени покрытия
0 поверхности вольфрама цезием получена экспериментально Ленг-
мюром. Эта зависимость приведена на рис. 2.3. С температурой
поверхности и с потоком атомов цезия на поверхность, а следова-
тельно, и с давлением паров цезия [см. (2.4)] степень покрытия 0
связана полуэмпирическими соотношениями:
In = In 9+ -^-1п (1-9)4-61+4,8^ 9 —= (2-8)
32380
1 + 0,7140
34
Соотношения (27.), (2.8) и экспериментальная зависимость, при-
веденная на рис. 2.3, позволяют для 0 < 0,5 с достаточной точ-
ностью определить плотность эмиссионного тока насыщения с поверх-
ности вольфрама при различных температурах поверхности и дав-
лениях паров цезия. Область применения модели адсорбции Ленг-
мюра ограничена значениями 0 < 0,5.
Рис. 2.4. Зависимость эффективной
работы выхода тугоплавких металлов
от отношения температур металлов и
резервуара с жидким цезием (сплош-
ные линии —• расчет дли Tq3=143°C)«
Экспериментальные точки:
а — ниобий (фо=4,1 в): Д — Tcs =Ю0,
150, 200° С; вольфрам (фо = 4,6 в):
О —rcs^lOO. 150, 200°С; • — TCs =
= 143° С; б—тантал (фо = 4,3 в):
О — 7cs “ЮО» 150, 200° С; <-TCs
= 100, 125, 150° С; рений (фо = 4,9 в)-
Д — Tqs~ 100, 125, 150° С; в — молиб-
ден (фо = 4,4 в): Д — Т qs ==100, 150,
200° С; A — 7‘cs=100, 125, 150° С;
O — 7’Cs = I00; иридий (фо = 5,5 в):
• — 703=100, 125, 150° С.
В работе [5] получила дальнейшее развитие модель адсорбции
цезия на поверхности металлов, предложенная Ленгмюром. В от-
личие от Ленгмюра, рассматривавшего только ионное состояние
адсорбировавшейся частицы, в цитируемой работе Рейзора и Уор-
нера учитывались два состояния адсорбировавшейся частицы —
в виде иона и в виде нейтрального атома. Наиболее важным и ин-
тересным с практической точки зрения результатом работы Рейзора
и Уорнера является вывод, что эффективная работа выхода тугоплав-
2* 35
ких металлов в парах цезия зависит в основном от отношения темпе-
ратур поверхности Т и резервуара с жидким цезием 7’cs, т. е.
Ф = Ф (T/Tcs)- Причем эта зависимость справедлива лишь для тем-
ператур, соответствующих значениям степени покрытия поверх-
ности 0 в диапазоне 0,2 < 0 < 0,6. Однако именно этот диапазон
изменения 0 представляет наибольший практический интерес.
Теоретические зависимости работы выхода металлов в парах
цезия от отношения температур T/Tcs для различных значений ра-
боты выхода в вакууме ф0 приведены на рис. 2.4 [5]. На этом же
рисунке приведены соответствующие экспериментальные данные для
Nb, Та, Mo, Re, W, 1г, из работ [11, 12].
Для T/TCs > 2,2 Рейзор и Уорнер приводят удобную для прак-
тических расчетов формулу, позволяющую по зависимости ф (77TCs)
для вольфрама получить аналогичную зависимость для других
тугоплавких металлов:
(T/Tcs)x ~ (T/Tcs)w+ [(фо—Tow)M] при Дф^ = Афж, (2.9)
где (7'/7’cs)w. (T/Tcs)x — отношения температур для вольфрама
и рассматриваемого металла, соответствующие одинаковому изме-
нению их работ выхода Лф0 = Лфоху; h = 0,76 в; фо-м, фо — ра-
боты выхода вольфрама и металла в вакууме. Представление эф-
фективных работ выхода тугоплавких металлов в парах цезия в ви-
де зависимости ф (7VTCs) оказалось очень удобным для практики,
но предложенные Рейзором и Уорнером формулы для определения
эффективной работы выхода металла пои различных температурах
поверхности и давлениях паров цезия требуют проведения трудо-
емких численных расчетов. Поэтому на практике желательно иметь
эмпирические соотношения, дающие в явном виде зависимость эф-
фективной работы выхода данного металла от Т и 7’cs- В качестве
подобных соотношений для TlTCs 7> 2,7 можно использовать
зависимость [13]
Ф = Ф1 + Ф2{1+ехр [^Tcs/T) — а]}-1. (2.10)
Значения коэффициентов в формуле (2.10), вычисленных с помощью
экспериментальных данных для ряда металлов, приведены
в табл. 2.1.
Значения коэффициентов эмпирического
соотношения (2.10)
Таблица 2.1
Коэффициент 1г Re W Мо Та
<Р1, в 1,99 1,57 2,08 2,15 1,86
<р2> в 3,19 3,57 2,48 2,35 2,44
а 3,96 5,63 11,76 10,76 11,15
₽ 40,93 20,89 40,77 37,83 36,75
36
Для T/Tcs >2,7 формула (2.10) при значениях коэффициентов
из табл. 2.1 позволяет с погрешностью ± 0,1 в определить эффектив-
ные работы выхода тугоплавких металлов Ir, Re, W, Мо и Та в за-
висимости от Т и TCs.
Данные по эмиссии с поверхности W, Pd, Ru, Os, Rh, Ir и Pt
в парах цезия, приведенные в работе [4], подтверждают справед-
ливость представления данных по адсорбции в виде зависимости
Ф (T/Tcs) и для этих металлов. При фиксированном значении от-
ношения TITCs разброс в значениях <р не превышал ±0,1 в на гра-
фике <р (T/Tcs), причем для ф в диапазоне 2,3 < ф < 3,3 в за-
висимость ф (77TCs) почти линейна.
Поскольку указанный диапазон изменения ф соответствует диа-
пазону оптимальных работ выхода эмиттера при его рабочих темпе-
ратурах 1600—2200° К (см. гл. 1), то заманчиво для диапазона
2,3 < ф < 3,3 в зависимость ф (T/TCs) представить в виде [14]
ф(777с,)==а(77ТС5)+&, (2.П)
где а и b — некоторые коэффициенты, выраженные в вольтах.
В табл. 2.2 приведены значения этих коэффициентов для ряда
тугоплавких металлов, полученные обработкой экспериментальных
данных работ [4, 11] методом наименьших квадратов.
Значения а и Ь, полученные методом
наименьших квадратов
Таблица 2.2
Металл а, в b, в Дср.кв’ 8 дмакс, 6 Область изменения <р, в
Pt 1,13 — 1,401 0,029 0,044 2,10—3,41
Ir 1,33 — 1,87 0,014 0,024 2,04—3,45
Os 1,35 — 1,83 0,014 0,033 2,02—3,59
Rh 1,42 —2,09 0,022 0,052 2,31—3,60
Ru 1,43 — 1,93 0,031 0,076 2,06—3,55
W 1,43 —1,88 0 013 0,026 2,14—3,26
* Здесь н далее Д определяется как разность (рэкс — [а() -f- Ь]
Как видно из табл. 2.2, максимальное отличие значений работ
выхода, вычисленных по уравнению (2.11), от экспериментальных
не превышает 0,1 в.
Уравнение (2.11) интересно применить и для металлов, для ко-
торых нет достаточного количества экспериментальных данных.
Для этого следует связать коэффициенты а и b с каким-нибудь
характерным для процесса адсорбции параметром. Чтобы выяснить
возможность использования в качестве подобного параметра работу
выхода металла в вакууме ф0, на рис. 2.5 представлена зависимость
T/Tcs от ф0 для эффективной работы выхода в парах цезия
Ф = 3,3 в. Линейность этой зависимости (при ф = 2,3 зависимость
также оказалась линейной) подтверждает возможность представ-
37
Оценка точности соотношений (2.12) Таблица 2.3
Металл дср.кв» 6 дмакс* в Область изменения ф, в
Pt 0,099 0,17 2,30—3,41
1г 0,035 0,058 2,04—3,45
Os 0,016 0,028 2,02—3,59
Rh 0,089 0,17 2,31—3,60
Ru 0,054 0,076 2,06—3,55
W 0,021 0,034 2,14-3,26
ления коэффициентов а и b в виде а (ср0) и Ь (ср0). Используя данные
рис. 2.5, а также аналогичную зависимость для <р = 2,3, можно
получить:
а = (0,176ф0 — 0,158)-1; b = 3,3 — а (0,702сро + 0,193). (2.12)
Рис. 2.5. Зависимость отношения
TITq$ от работы выхода металла в ва-
кууме при ф=3,3 в.
Соотношения (2.12) справед-
ливы для вычисления эффек-
тивной работы выхода ср в диа-
пазоне 2,3 < ср < 3,3 в в парах
цезия для тугоплавких метал-
лов, имеющих работу выхода в
вакууме в диапазоне 4,3 <7
О ср0 О 0,6 в.
Результаты сравнения зна-
чений ср, вычисленных по урав-
нению (2.11) с помощью соотно-
шений (2.12), с эксперименталь-
ными результатами Хаустона
[11] для ср = 2,8 в приведены в
табл. 2.3. Отличие расчетных
значений ср от эксперименталь-
ных несколько больше, чем в
табл. 2.2, но тем не менее сред-
пеквадратическое отклонение
меньше 0,1 в.
Более тщательный анализ представления экспериментальных
данных по эффективным работам выхода тугоплавких металлов
в парах цезия в виде зависимости ср (T/TCs) показывает, что при
фиксированных значениях отношения 77TCs эффективная работа
выхода зависит и от температуры поверхности металлов.
В работе [15] вместо зависимости ср (77TCs) предложено исполь-
зовать представление данных зависимостью ср [—feTln (pcs/po)L
где pcs — давление паров цезия; р0 — некоторая постоянная
величина, в общем случае различная для разных металлов. Дав-
ление насыщенных паров цезия pCs связано с температурой
жидкого цезия TCs соотношением (2.1) или (2.2).
38
С большой точностью (при данном pCs погрешность в 7’Cs ме-
нее Г К) для интервала температур 425 < TCs < 575° К можно
использовать простое соотношение:
Inf—=-8910^-, т.е. lnf-И =—8910^ . (2-13)
кп-юв/ TCs TCs >
Таким образом, представление ф в виде зависимости
Ф [—kT In (pcs/po)l вместо зависимости <р (T/TCs) требует подбора
значения р0. х
В табл. 2.4 приведены экспериментальные значения эффектив-
ной работы выхода вольфрама (измеренное значение ф0 = 4,87 в)
в парах цезия при различных температурах поверхности и резер-
вуара с цезием [15].
Эффективная работа выхода вольфрама Таблица 2.4
(<р0 = 4,87 в) в парах цезия при ро = 3-1Ое мм рт. ст.
Т°, к t m , PCs — k T In Ро ±S. °K T/TCs (p, в
1600 2,70 425 3,77 3,77
1600 2,27 502 3,19 2,87
1700 2,94 415 4,10 4,05
1700 2,29 528 3,22 2,91
1800 3,10 417 4,32 4,28
1800 2,38 536 3,36 3,07
1900 3,27 417 4,56 4,49
1900 2,50 540 3,52 3,27
2000 3,38 425 4,71 4,58
1500 1,97 540 2,78 2,30*
1500 1,90 560 2,68 2,18*
1500 1,84 575 2,60 2,13*
* Получены измерением ионного тока.
Представление этих данных в виде зависимости ф (T/TCs), по-
казанное на рис. 2.6, при фиксированном значении отношения Т!Тс&
дает в значениях ф разброс ±0,05 в, если же эти данные предста-
вить в виде зависимости ф —feTln —), гдер0 = 3 • 10е мм рт. ст.,
V Ро '
то разброс в значениях ф равен ±0,02 в [при фиксированном
—Шп (pcs/po)l (рис. 2.7).
Приведенные выше соотношения для эффективной работы выхо-
да тугоплавких металлов в парах цезия, как уже отмечалось, дают
приемлемую точность при степени покрытия поверхности цезием 0,
лежащей в диапазоне 0,2 0 <7 0,6. Однако для термоэмиссион-
ных преобразователей представляют интерес также значения ра-
бот выхода тугоплавких металлов при монослойных (0 = 1,0)
и оптимальных (0 «з 0,7) покрытиях поверхности цезием. В част-
39
Эффективные работы выхода тугоплавких металлов Таблица 2.5
в парах цезия [3,4]
Металл Работа выхода в вакууме, в Чистая (до напуска цезия) работа выхода, в Минимальная работа выхода, в Работа выхода при полном покрытии цезием, в
Nb (100) 4,18 4,1 1,44 1,63
Мо (100) 4,0—4,3 4,3—4,4 1,61 1,77
Та (211) 4,25 4,25 1,69 1,70
W (100) 4,52 4,50 1,60 1,64
Re 4,90 4,80 1,51 1,56
Os 4,83 4,6—5,0 1,44 1,44
Ir (Hl) 5,27 5,20 1,79 1,86
Pt (210) 5,6—5,8 5,1 1,59 1,66
Ti 3,65—4,3 3,7 1,32 1,44
Cr 3,9 3,57 1,71 1,82
Fe 4,2—4,6 3,50 1,82 1,84
Ni 4,4—4,86 — 1,6—2,4 1,6—2,4
Cu 4,42 4,42 1,64 1,64
Нержавеющая сталь 4,2—4,3 3,5 1,52 1,60
ности, для коллектора в парах цезия желательно получение мини-
мальных работ выхода, что позволило бы увеличить полезное нап-
ряжение ТЭП и тем самым электрическую мощность и к. п. д.
Для некоторых тугоплавких металлов в табл. 2.5 приведены
минимальные значения эффективной работы выхода <р в парах
цезия, соответствующие оптимальному (0 т 0,7) покрытию, а также
^,5
Рис. 2.6. Зависимость работы выхода
вольфрама (<p0=4,S7 в) от отношения Т/Тqs
3,8
5,5
3,0
о-Тс-1800°К
------1------1------1-----:------।-----
2,2 2,4 2,6 2,8 3,0 3,2 3,2
-К Tclnp/ps
Рис. 2.7. Зависимость работы выхода
вольфрама (4>,=4,87 в) от — fcTgln^-
4# -
S
4,5
5,2
е

£
40
значения эффективной работы выхода, соответствующие полному
покрытию поверхности цезием. В этой же таблице даны значения
работы выхода в вакууме, а также работы выхода чистых (до напус-
ка цезия) поверхностей. Преимущественная ориентация граней для
поверхностей тугоплавких металлов, указанных в табл. 2.5, пред-
ставлена в табл. 2.6. Для поликристаллического рения в работе
[16] дано значение <рмин =- 1,45 в, а для сплава 75%W -t- 25%Re
Фмин - 1>7 н- 1,48 в.
Преимущественная ориентация кристаллов на Таблица 2.6
поверхности металлов, %
Грань
Металл о 2 s ° 2 О ° ° 2 °
Re (ГПУ) <1 1 <1 21 <1 <1 6 17 4 5 18 10 10
Os (ГПУ) 11 6 3 12 5 7 3 -— 34 6 7 1 .—
1г (ГЦК) 15 <3 81 — — — — —. — — — — —
Nb (ОЦК) 68 <2 <2 25 — — — — — -— — — — —
Мо (ОЦК) 72 <2 5 21 — — — — — — — — — —
Та (ОЦК) 4 10 82 — — — — — — — — — —
W (ОЦК) 95 1 <1 2 — — — — — — — — — —
Как показывают экспериментальные данные, с увеличением
<р0, как правило, <рмпн уменьшается.
В работе [17] на основе анализа экспериментальных данных
по автоэлектронной эмиссии Mo, W (поликристалл), W (100),
W (ПО), Re, Та, Ni в парах цезия приводится эмпирическое соот-
ношение, связывающее <рмип с работой выхода в вакууме tp0:
Фмин = 1,94 — 0,09Фо. (2.14)
В первом столбце табл. 2.7 приведены значения <рмин, рассчи-
танные по уравнению (2.14) с использованием значений <р0, приве-
денных в табл. 2.5, а в скобках для сравнения повторены экспе-
риментальные значения из табл. 2.5.
Теоретические значенп я <рМин в парах цезия
Таблица 2.7
Металл Фмнн» в> по уравнению (2.14) ФмИН’ е> по работе [8] Фо, в, по работе [8]
Nb 1,56 (1,44) 1,7 4,1
Та 1,54 (1,69) 1,7 4,3
Мо 1,55 (1,61) 1,4 4,4
Ni 1,54 (1,60) 1,5 4,5
W 1,44 (1,60) 1,6 4,6
Re 1,50 (1,51) 1,4 4,9
Os 1,50 (1,44) 1,5 5,1
Ir 1,47 (1,79) 1,5 5,4
41
Минимальные работы выхода W, Re, Ni Таблица 2.8
в парах цезия
Металл •₽МИН' в 7/rCs 7’Cs. °К Обозначение иа рис. 2.8
W 1,61 1,61 1,59 1,68 1,68 1,75 542 542 478 о д
Re 1,47 1,44 1,66 1,66 523 480 + о
Ni 1,57 1,57 1,65 1,63 523 508 ох
. Во втором столбце табл. 2.7 приведены расчетные значения
Фмин по работе [8], в третьем столбце — значения ф0, использо-
ванные при расчете <рмин- Как видно из данных табл. 2.7, прибли-
женное соотношение (2.14) для ряда металлов дает значение фмин,
достаточно хорошо совпадающее с
Рис. 2.8. Зависимость работы выхода
вольфрама (а), реиия (б), никеля (в) от
отношения T/Tqs в области Фмин- Аб-
солютные значения температур приведены
в табл. 2.8.
экспериментальными значения-
ми работ [3, 4].
Минимальное значение
работы выхода металла в
парах цезия не является
достаточно полной характе-
ристикой данного металла
как материала коллектора,
поскольку в ряде случаев
рабочая температура коллек-
тора определяется не из ус-
ловия достижения <рмин, а
конструктивными особенно-
стями и назначением энер-
гоустановки. Кроме того,
давление паров цезия (или
Tcs) в межэлектродном про-
межутке во многом опреде-
ляется необходимостью обес-
печить оптимальный режим
работы эмиттера, а не кол-
лектора. В связи с этим
представляют интерес не толь-
ко <рМин, но и температуры
коллектора и жидкого цезия,
при которых достигаются
фмИН'
На рис. 2.8 приведены
зависимости ф (7VTcs) в об-
42
ласти фмин для поликристаллического вольфрама, рения и ни-
келя в парах цезия, а в табл. 2.8, даны значения фмии и соответ-
ствующие им значения температуры поверхности и жидкого це-
зия [18].
Зависимость ф (77TCs) в области фмин для Мо, также являющего-
ся перспективным материалом коллектора, приведена на рис. 2.9 [19].
В заключение данного параграфа можно сделать важный вывод
о влиянии работы выхода металла в вакууме на их адсорбционную
способность: чем больше работа выхода металла в вакууме, тем
больше изменение работы выхода металла в парах цезия при данном
давлении, или тем меньшее давление паров цезия требуется для
достижения данного значения работы выхода эмиттера. Этот вывод
Рис. 2.9. Зависимость работы выхо-
да молибдена от TITq& в области
Ч’мин-
По кривым задержки
V—7"=625° К
По обратной эмиссии
□ _ Г = 900° К
А — Г=860° К
О — Г=810° К
1,2 1,4 1,6 1,8 T/Tcs
непосредственно следует из рассмотрения зависимости ф ('/' 7'с<),
приведенной на рис. 2.4 для металлов с различным значением ф0.
Для иллюстрации этого вывода ниже приведены значения давле-
ний паров цезия, необходимые для достижения ф = 3,0 при темпе-
ратуре металла Т = 2000° К для различных значений ф0:
Работа выхода металла в ва-
кууме фо, в................... 4,0 4,5 5,0 5,5 6,0
Давление паров цезия,
мм pm. cm................... 30 6,2 2,1 0,5 0,09
Отмеченное влияние работы выхода металлов в вакууме на их
адсорбционную способность в парах цезия в общем справедливо
и для минимальных работ выхода металлов в парах цезия фмин,
что непосредственно видно из соотношения (2.15): чем больше ф0,
тем меньшее значение фмин можно получить в парах цезия. Подоб-
ное поведение металлов в парах цезия оказывает решающее влияние
на выбор материалов для эмиттера или эмиссионных покрытий.
Именно благодаря лучшей адсорбционной способности металлов
с большей работой выхода в вакууме наиболее перспективными ма-
териалами для эмиссионных покрытий являются металлы с высо-
ким значением ф0, такие, как вольфрам и рений.
Сравнительно хорошая (с карбидами, например) адсорбционная
способность тугоплавких металлов делает их весьма перспективны-
ми материалами для электродов ТЭП, поскольку достижение опти-
мальных (или близких к ним) значений работ выхода эмиттера за
43
счет адсорбции цезия возможно при умеренных давлениях паров
цезия. Материалы с худшей адсорбционной способностью потребо-
вали бы значительно больших давлений паров цезия.
На рис. 2.10 приведены зависимости давления паров цезия от
температуры эмиттера, необходимые для достижения оптимальных
при каждом данном значении температуры работ выхода эмиттеров
из Ir, Re, W, Та за счет адсорбции цезия. Для получения этих
зависимостей была использована за-
Ряс. 2.10. Зависимость от
температуры эмиттера дав-
лений паров цезия, необхо-
димых для достижения оп-
тимальных работ выхода
эмиттеров из Ir, Re, W, Та
вследствие адсорбции.
висимость фопт (ТЕ), приведенная на
рис. 1.3 для фс "= 1,8 и es = 0,25.
Как видно из рис. 2.10, для всех ме-
таллов с ф0 5,0 в давления паров
цезия должны превышать 1 мм рт. ст.
при рабочих температурах эмиттера вы-
ше 1600° К. Меньшие температуры эмит-
тера не представляют практического
интереса из-за малых мощностей. Бу-
дем приближенно считать, что процес-
сы рассеяния электронов, приводящие
к уменьшению тока, играют существен-
ную роль, если длина свободного про-
бега электрона / меньше или равна
межэлектродному расстоянию d, т. е.
dll 1. Реально осуществимые меж-
электродные расстояния в ТЭП с боль-
шой площадью эмиттирующей поверх-
ности равны 0,1—0,5 мм. Даже при
d = 0,1 мм из условия dll = 1,0 полу-
чим 7 = 0,1 мм. Этому значению I соот-
ветствует давление паров цезия 0,5 мм
рт. ст. (при сечении рассеяния электронов на нейтральных ато-
мах цезия аеа = 3 • 10~11 см2).
Из рис. 2.10 видно, что при использовании в качестве эмитте-
ров металлов с ф0 5,5 в для достижения оптимальных работ вы-
хода эмиттера за счет адсорбции цезия требуются давления паров
цезия, большие 0,5 мм рт. ст. (при Т'^ 1600° К). Но в этом случае
рассеяние электронов приведет к значительному уменьшению
тока через преобразователь. Вследствие этого оптимальный режим
идеального ТЭП (без учета рассеяния электронов), достигаемый
за счет адсорбции паров цезия, оказывается в действительности
(при учете рассеяния) неоптимальным.
Повышение адсорбционной способности тугоплавких металлов
в парах цезия привело бы к тому, что то же самое значение работы
выхода достигалось бы при меньшем давлении паров цезия, что
привело бы к увеличению тока преобразователя. Интересные воз-
можности открываются при введении некоторых газообразных
добавок к парам цезия.
44
§ 2.2. АДСОРБЦИЯ ЭЛЕКТРОПОЛОЖИТЕЛЬНЫХ ЭЛЕМЕНТОВ
Поскольку для снижения работы выхода эмиттеров из тугоплав-
ких металлов до значений, позволяющих получать большие удель-
ныеэлектрические мощности, требуются достаточно высокие дав-
ления паров цезия, отрицательно сказывающиеся на переносе
электронов в ТЭП, то представляет интерес адсорбция различных
газов на поверхности металлов. На рис. 2.11 приведены зависи-
мости работы выхода вольфрама в парах электроположительных
элементов Ba, Sn, Са, Mg, Th, имеющих большую, чем цезий, энер-
гию адсорбции, от отношения температуры вольфрама к температу-
Рис. 2.11. Зависимость работы
выхода вольфрама в парах
электроположительных элемен-
тов от отношения температуры
вольфрама к температуре ре-
зервуара с электроположитель-
ным элементом.
ты выхода тугоплавких метал-
лов в парах бария от отноше-
ния Г/Гва-
ре резервуара Тк с жидким металлом (Ba, Sn, Са, Ма или Th) [20].
Для сравнения на этом же рисунке приведена зависимость ср (Т/Тс'я)
и для цезия. Данные рис. 2.11 показывают, что рассматриваемые
элементы в принципе позволяют получить необходимые значения
работы выхода эмиттера в диапазоне 3,0ч-3,5 в. Однако использо-
вание в качестве газа-наполнителя ТЭП паров только одного из
этих элементов практически нереально из-за их значительно более
высоких, чем у цезия, потенциалов ионизации, что резко ухудшает
возможность нейтрализации пространственного заряда электронов
(см. § 1.5). Поэтому перечисленные элементы можно пытаться
использовать лишь в качестве добавки к парам цезия. Но и в этом
случае для снижения работы выхода тугоплавких металлов вслед-
ствие адсорбции С0 и Sn требуются недопустимо высокие давления
паров, а в случае Th необходимы слишком высокие температуры
резервуара с жидким торием из-за низкого давления его паров.
В результате из рассматриваемых электроположительных эле-
ментов лишь барий — наиболее приемлемая добавка к парам це-
зия.
45
На рис. 2.12 представлены зависимости <р для ряда
тугоплавких металлов в парах бария [20], которые показывают, что
все эти металлы можно в принципе использовать в случае добавле-
ния паров бария к парам цезия. Существенной особенностью ад-
сорбции паров бария, который имеет сравнительно низкую работу
'1600 1700 1800 1900 2000 2100 2200 Т°К
Рис. 2.13. Зависимость работы выхода вольфрама от
температуры при различных давлениях паров бария
или цезия:
1 — pq& =0,1 мм рт. ст, 2 — |6»cs =
= 1,0 мм рт. ст.
выхода фва = 2,05 — 2,15 в и большую, чем у цезия, энергию
адсорбции, являются значительно меньшие, чем в случае цезия,
давления паров бария, необходимые для достижения одинаковых
значений работ выхода металлов.
На рис. 2.13 представлена зависимость работы выхода вольфра-
ма от температуры при различных давлениях паров бария и паров
цезия [21].
Z — L1 —1г; 2 — Cs—1г; 3-
Cs —W.
Адсорбция паров лития -на иридии
изучалась в работе [22]. При исследо-
вании адсорбционных свойств иридия
в парах лития использовалась конст-
рукция прибора, применяемого при ис-
следовании адсорбции цезия на туго-
плавких металлах [23]. Основные отли-
чия системы были связаны с более вы-
сокой температурой резервуара с ли-
тием, поскольку литий имеет более
низкое давление паров, чем цезий, а так-
же со значительным коррозионным воз-
действием лития при повышенных тем-
пературах.
Работа выхода в вакууме иссле-
дованного образца иридия с преиму-
щественной ориентацией грани (111)
составляла 5,35 ± 0,05 в, что Доста-
точно хорошо совпадает со значением
ф!г = 5,27 ± 0,04 в для грани (111).
При температуре лития в диапазоне
46
275 -4- 450° С были получены S-образные зависимости плот-
ности эмиссионного тока от обратной температуры иридия. Эти
зависимости по сравнению с подобными зависимостями для Cs на 1г
указывают на более сильную зависимость плотности эмиссионного
_дюка от потока атомов лития на поверхность, т. е. от давления паров
лития.
На рис. 2.14 приведена эффективная работа выхода иридия
в парах лития в зависимости от степени покрытия иридия литием.
Минимальное значение работы выхода не достигается. При увели-
чении степени покрытия вплоть до монослойного работа выхода мо-
нотонно уменьшается, достигая значения 2,8 в при монослойном
покрытии. Для толстого слоя лития значение работы выхода равно
примерно 2,5 в. Для сравнения на рис. 2.14 приведены зависимости
эффективной работы выхода от степени покрытия для Cs на 1г [4]
и Cs на W [1].
§ 2.3. АДСОРБЦИЯ ЭЛЕКТРООТРИЦАТЕЛЬНЫХ ЭЛЕМЕНТОВ
Введение. Введение в межэлектродный промежуток в качестве
добавок к парам цезия газов электроотрицательных элементов для
увеличения адсорбционной способности эмиттера является другим
способом улучшения электрических характеристик ТЭП. Однако
прежде чем перейти к изучению влияния электроотрицательных
элементов, используемых в качестве добавки к парам цезия, на эмис-
сионные свойства металлов, следует рассмотреть адсорбцию этих
элементов в отсутствие паров цезия.
Адсорбция галогенов. Экспериментальная зависимость изменения
работы выхода грани (100) вольфрама (<р0 = 4,7 в) от степени по-
крытия поверхности хлором, бромом и иодом приведена на рис. 2.15
[10]. Адсорбция хлора и брома увеличивает работу выхода грани
(100) вольфрама, причем увеличение работы выхода происходит мо-
нотонно с увеличением 0 вплоть до монослойного, при котором
cpw = 5,3 (хлор) и cpw = 5,1 (бром).
Адсорбция иода приводит к уменьшению работы выхода грани
(100) вольфрама, и лишь при больших степенях покрытия (0 « 1)
достигаются значения работы выхода больше, чем работы выхода
грани (100) в вакууме.
Адсорбция кислорода. Кислород также является электроотри-
цательным элементом. Результаты по адсорбции кислорода на моно-
кристаллическом вольфраме приведены в работах [24, 25]. Взаимо-
действие кислорода с поверхностью вольфрама представляет собой
сложный процесс, в результате которого, во-первых, происходит
перестройка кристаллической решетки вольфрама и меняется
кристаллографическая ориентация; во-вторых, происходит образо-
вание разнообразных летучих продуктов (WO, WO2, WO3 и т. д.).
По аналогии с представлением данных по адсорбции цезия на
тугоплавких металлах в виде зависимости <p(77TCs) на рис. 2.16
приведены зависимости эффективной работы выхода для различных
47
граней вольфрама от отношения T/TR, где Т—температура поверх-
ности вольфрама; 7'к •— некоторая фиктивная температура резер-
вуара с кислородом (по аналогии с температурой цезиевого резер-
вуара), соответствующая давлению кислорода.
Связь фиктивной температуры 7\ с давлением кислорода опре-
деляется эмпирическим соотношением, справедливым для давлений
кислорода в диапазоне 10~9—10-8 мм pm. cm.-.
lg ро2 = 9,25 — (486,45/7», (2.15)
где рог — давление кислорода, мм pm. cm.; TR, СК.
Рис. 2.15. Изменение ра-
боты выхода грани (100)
вольфрама в зависимости
от степени покрытия галоге-
нами.
Монокристаллический
вольфрам
-
Поликристал*^\.
лический
-вольфрам
---1---S------I___1__
5,6
5,4
5,2
5,0
4,3
4,6
4,4
50 55 60 65 70 T/TR
Рис. 2.16. Зависимость ра-
бот выхода монокристаллов
и поликристалла вольфрама
от отношения T/Tr (Т —
температура поверхности;
Tr — фиктивная температу-
ра резервуара с жидким ки-
слородом).
Диапазон изменения отношения T/TR на рис. 2.16 соответст-
вует давлению кислорода 10~9—КС5 мм рт. ст. при температурах
поверхности 1900—2200° К.
Как показало сравнение с экспериментальными данными [24],
разброс в значениях <р при фиксированном отношении Т TR незна-
чителен. Некоторое увеличение этого разброса при высоких значе-
ниях TITR ж 70—75 связано с неточностью измерения малых дав-
лений кислорода — порядка 10-9 мм рт. ст.
Как показывают данные рис. 2.16, для значительного увеличе-
ния работы выхода монокристалла вольфрама требуются малые
давления кислорода (10~7—10-в мм рт. ст.).
Характерной особенностью зависимости <р (TiTR) является на-
личие точки перегиба при Т/Тц-х, 75 (ро2 = 10~9 мм рт. ст.) для
всех исследованных монокристаллов вольфрама. При ТП\ф>7Ь
работа выхода граней приближается к работе выхода в вакууме.
На рис. 2.17 приведены экспериментальные зависимости эффектив-
ной работы выхода поликристаллов W, Мо и Re от отношения тем-
48
ператур TIT % [26]. Значения
работ выхода этих поликри-
сталлов в вакууме ф0 приведе-
ны на рис. 2.17.
Приведенные на рис. 2.17
зависимости справедливы для
температур поликристаллов
1800—2200° К и давлений кис-
лорода 10-4—10~9 мм рт. ст.
Из-за сложного характера вза-
имодействия кислорода с по-
ликристаллической поверхно-
стью W, Re и Мо рассмотрен-
ные зависимости могут иметь
иной вид в других диапазонах
изменения температуры поверх-
ности и давления кислорода.
Введение кислорода в термоэ-
миссионный преобразователь
вызвано стремлением повысить
работу выхода эмиттера из ту-
гоплавких металлов и тем самым
увеличить адсорбционную спо-
собность эмиттера в парах це-
зия. Поэтому представляет ин-
Рис. 2.17. Зависимость ф поликристалла
W, Re, Мо от T(Tr'.
Фо=4,58 в (W); фо=4,97 в (Re); ф0—4,20 в
(Мо); О-Г-1800’К; • - 1900° К, О-
2000° К; V — 2100° К; А — 2200° К.
терес определение давления
кислорода, вызывающего повышение работы выхода металла на
определенную заданную величину. В табл. 2.9 приведены значе-
ния давления кислорода и соответствующие им увеличения работы
выхода вольфрама при температуре поверхности вольфрама 1800° К
[25].
Изменение работы выхода при адсорбции Таблица 2.9
кислорода для вольфрама при Т = 1800 °К
Ориентация граней Давление кислорода, 10““ 9 мм рт. ст. Увеличение работы выхода, в
(111) 4,8 0,55
(100) 4,8 0,52
Поликристалл (ПО), 4,8 0,45
осажденный из газовой 6,4 0,5
фазы 0,6 0,08
Данные табл. 2.9 показывают, что требуются очень малые
давления кислорода для значительного (0,5 в) увеличения ра-
боты выхода вольфрама. Таким образом, адсорбция кислорода на
поверхности тугоплавких металлов W, Re и Мо приводит к повыше-
нию их эффективной работы выхода, поэтому можно ожидать улуч-
49
шенпя эмиссионных характеристик системы металл +02 +Cs
по сравнению с системой металл +Cs при одинаковых для обеих
систем давлениях паров цезия.
§ 2.4. ВЛИЯНИЕ ЭЛЕКТРООТРИЦАТЕЛЬНЫХ ДОБАВОК
К ПАРАМ ЦЕЗИЯ
Влияние добавки кислорода. Эксперименты по влиянию
добавки кислорода к парам цезия подтвердили увеличение адсорб-
ционной способности эмиттеров из тугоплавких металлов.
На рис. 2.18 приведены за-
Рис. 2.18. Работа выхода вольфрама
в присутствии кислорода в зависимости
от T/Tq$ : Tqs = 120° С; ф0 — работа вы-
хода в вакууме; сплошные линии — рас-
четные.
висимости эффективной работы
выхода поликристаллического
вольфрама от отношения 7VTCs
при различных давлениях до-
бавки кислорода, вводимой в
виде окиси цезия Cs2O. Тем-
пература резервуара с цезием
поддерживалась постоянной и
равной 120° С. Для поликри-
сталлического рения рассматри-
ваемая зависимость имеет по-
добный вид [27].
Анализ приведенных на
рис. 2.18 зависимостей, а также
подобных зависимостей для ре-
ния показывает:
1. В области 77Tcs >5,5 на
поверхности практически не ад-
сорбируются ни цезий, ни ки-
слород.
2. В области 4,0 < T/Tcs < 5,5 при фиксированном значении
T/Tcs работа выхода с увеличением температуры резервуара
с окисью цезия TCs2o сначала уменьшается до некоторого мини-
мума, затем возрастает. Например, при T/Tcs > 4,5
<pRe (TcSso = 300' С) < <pRe (Tcs2o -- 205 С) <
< фЦе (ТCs2O = 400° С)
3. Область 777cs < 4,0 представляет наибольший интерес
для термоэмиссионного преобразования, поскольку в этой области
работы выхода рения и вольфрама близки к оптимальным значе-
ниям (см. рис. 1.5).
При фиксированном значении T!TCs работа выхода вольфрама
и рения монотонно уменьшается с увеличением 7"cS2o, не дости-
гая минимума. С уменьшением температуры поверхности Т рас-
сматриваемые зависимости для вольфрама, соответствующие раз-
личным Tcs2o, сходятся в одну кривую насыщения, которая, ве-
50
роятно, соответствует монослойному покрытию поверхности кис-
лородом. Интересно отметить, что эта кривая насыщения совпадает
~с зависимостью <р (777cs) при наличии одних только паров цезия
для металла с работой выхода в вакууме ф0 = 5,0 в, т. е. на 0,5 в
больше, чем <р0 вольфрама (для вольфрама ср0 х 4,5 в). Таким обра-
зом, поверхность, покрытая слоем кислорода, адсорбирует цезий
так же, как и чистая (без кислорода) поверхность, но с работой вы-
хода в вакууме на 0,5 в больше. Возможно, что адсорбционная спо-
собность поверхности монокристаллического вольфрама (НО),
Рис. 2.19. Работа выхода молиб-
дена в парах цезия и гидрида це-
зия в зависимости от температуры
поверхности молибдена.
500 600 700 800 900Т°К
Рис. 2.20. Зависимость эффектив-
ной работы выхода никеля в парах
цезия и гидрида цезия от темпера-
туры поверхности.
имеющей работу выхода в вакууме ф0 = 5,3 в (большую, чем <р0
поликристаллического вольфрама, ф0 = 4,5 в), будет адсорбировать
цезий в присутствии кислорода так же, как и чистая (без кислорода)
поверхность с еще большей, чем ф0 = 5,3 в, работой выхода в ваку-
уме.
Приведенные на рис. 2.18 зависимости получены при низких
давлениях цезия и окиси цезия, однако сравнение с результатами,
полученными при больших давлениях [28], подтверждает справед-
ливость сделанных выше выводов.
Таким образом, введение кислорода позволяет увеличить ад-
сорбционную способность эмиттера из тугоплавкого металла в па-
рах цезия по сравнению с адсорбцией одного только цезия и тем са-
мым уменьшить давление паров цезия, необходимое для достижения
желаемого значения работы выхода эмиттера.
В ряде работ [12, 29, 30] было отмечено увеличение адсорбции
цезия в присутствии фтора, однако более тщательные исследова-
51
ния показали, что увеличение адсорбции цезия обусловлено нали-
чием кислорода.
Влияние добавки водорода. Изменение эффективной работы вы-
хода молибдена, вольфрама и никеля в парах цезия при введении
водорода показано на рис. 2.19—2.21 [31]. Для сравнения приве-
дены данные по адсорбции только паров цезия. Водород образует
с цезием гидрид цезия CsH, имеющий высокое давление диссоциа-
ции. В экспериментах, результаты которых приведены на рис. 2.19—
Рис. 2.21. Зависимость эффективной ра-
боты выхода вольфрама от температуры
поверхности в парах цезия и при добав-
ке водорода для двух температур цезие-
вого резервуара:
а— i — Cs; Гс5—100°С; /’Лг=^ г —Cs+
+ Н2; 7‘cs=10Q?c; Р На =0,1—0,2 РТ- ст-’
6-1 — Cs; TCs =200° С; рН2=0; 2 — Cs +
лНг; =200° С; рн2=0’1 мм Рт- ст-
2.21, парциальное давление во-
дорода было больше давления
паров цезия.
Данные на рис. 2.19 пока-
зывают, что в присутствии гид-
рида цезия при температурах
цезиевого резервуара 25 и
150° С работа выхода молибдена
на 0,1—0,2 в меньше, чем в
случае одних только паров це-
зия. Для никеля изменение ра-
боты выхода в подобных усло-
виях оказывается меньше (см.
рис. 2.20).
Для вольфрама при Tcs =
100° С и рн2 = 0,14-0,2 мм рт.
ст. эффективная работа выхода
оказывается на 0,3 в выше, чем
в случае одних только паров
цезия, но при увеличении тем-
пературы цезиевого резервуара
до 200° С при рн2 = 0,1 мм
рт. ст. и Т = 1900° К работа
выхода вольфрама примерно
на 0,5 в ниже, чем в анало-
гичных условиях без гидри-
да цезия (см. рис. 2.21). Из-
менения работы выхода W, Мо и Ni в парах цезия в присутствии
гидрида цезия следуют правилу: уменьшение работы выхода ме-
таллов в парах цезия увеличивается с увеличением работы выхода
подложки. Недостаточное количество данных по адсорбции паров
цезия в присутствии водорода не позволяет пока установить, что
именно снижает работу выхода — более или менее независимая ад-
сорбция цезия и водорода или адсорбция гидрида цезия. Адсорб-
ция одного только водорода на вольфраме приводит к увеличению
его работы выхода примерно на 0,5 в. Поэтому можно предположить,
что покрытая водородом поверхность вольфрама действует как под-
ложка для паров цезия.
Влияние работы выхода чистого металла на адсорбцию га-
зов. Отсутствие достаточного количества экспериментальных данных
52
(также как и теоретических) по адсорбции различных газов,
и прежде всего газов электроотрицательных элементов, не позво-
ляет в полной мере оценить возможности улучшения характери-
стик ТЭП при введении этих газов в ТЭП в качестве добавки к па-
рам цезия. В этой связи представляет определенный интерес ра-
бота Рейзора [10], в которой сделано обобщение модели адсорбции,
предложенной Рейзором—Уорнером [5].
На основе обобщенной модели выясняется зависимость измене-
ния работы выхода металлов при адсорбции различных газов от
работы выхода чистых металлов. Полуколичественное рассмотрение
показывает, что если работа выхода чистого металла ф0 превышает
некоторое критическое значение фкр, характерное для каждого
данного газа, т. е. Ф0>Фкр, то при адсорбции этого газа на метал-
ле работа выхода металла будет понижаться. В противном случае,
т. е. при ф0 < фкр, адсорбция газа будет приводить к повышению
работы выхода поверхности металла. В табл. 2.10 приведены при-
мерные значения фкр, соответствующие адсорбции Cs, I, Br, С1
и F на тугоплавких металлах.
Критический параметр фкр для различных Таблица 2.10
адсорбатов
Элемент Cs I Br CI F о
Фкр> в 3,4 4,4 4,8 5,0 5,5 5,2
В соответствии с результатами работы [10] адсорбция цезия
на металлах с ф„>3,4 в должна приводить к снижению их работы
выхода. Этот вывод хорошо согласуется с экспериментальными ре-
зультатами (см. рис. 2.4). Адсорбция цезия на металлах сф0<
< 3,4 в должна приводить к повышению их работы выхода. Однако
для подтверждения этого вывода в настоящее время нет достаточ-
ных данных.
§ 2.5. РАБОТА ВЫХОДА НЕОДНОРОДНЫХ ПОВЕРХНОСТЕЙ
Поверхности реальных эмиттеров практически неоднородны. По-
верхность поликристаллических эмиттеров представляет собой
чередование различных граней монокристаллов, обладающих раз-
ными значениями работ выхода и, следовательно, разными адсорб-
ционными характеристиками. Кроме того, грани кристаллов могут
иметь дефекты структур, такие, как выходы дислокаций. Помимо
структурной неоднородности на поверхности реального эмиттера
могут возникнуть неоднородности вследствие адсорбции чужерод-
ных атомов из межэлектродного пространства или же из объема
эмиттера вследствие выхода различных примесей по границам гра-
53
ней. В результате неоднородности при покрытиях поверхности
эмиттера слоем адсорбента, меньшим монослойного, распределение
адсорбированных частиц на поверхности эмиттера оказывается
неравномерным. Адсорбированные частицы скапливаются на
участках эмиттера, обладающих большими значениями теплот ад-
сорбции, и образуют «пятна», остальная часть эмиттера оказывается
свободный от адсорбированных частиц. Каждое «пятно» характе-
ризуется локальным значением работы выхода. Если адсорбирую-
щиеся атомы по своей природе отличаются от атомов материала
эмиттера (подложки), то различия в локальных работах выхода
пятен (рп и свободных участков эмиттера <р0 могут быть значитель-
ными.
В результате между этими участками возникает контактная
разность потенциалов (поле пятен). Если фп < ф0, то поле пятен
направлено таким образом, что оно задерживает электроны, эмит-
тированные пятном, и ускоряет электроны эмиссии с участка чистой
поверхности. Однако подобное влияние на электроны эмиссии поле
пятен оказывает лишь на расстояниях от поверхности, сравнимых
с размерами пятен. С увеличением расстояния напряженность поля
пятен убывает.
Эксперименты показали, что при адсорбции цезия на поверх-
ности тугоплавкого металла размеры пятен порядка 10-4 см. Если
внешнее электрическое поле отсутствует, то при расстояниях от
поверхности, много больших размеров пятен, пятнистая поверх-
ность будет характеризоваться не локальными работами выхода,
а некоторой средней работой выхода ф, т. е.
Ф = 2*гФо (2-16)
i
где S; —доля поверхности, занятая пятном i-ro типа с локальной
работой выхода фг.
В соответствии с этим, если расстояние d между электродами
много больше размеров пятен, то плотность эмиссионного тока на-
сыщения с поверхности эмиттера зависит от средней работы выхо-
да. Для электродов, поверхности которых являются пятнистыми,
при нулевом внешнем электрическом поле и при d > /макс
(/макс — размер наибольшего пятна электрода) контактная раз-
ность потенциалов VK будет равна:
1^к = Фе—фщ
где ф£, фс — средние работы выхода электродов (2.16).
При наличии внешнего электрического поля картина может
существенно изменяться. Если внешнее, ускоряющее электроны поле
достаточно велико, так что напряженность этого поля непосредст-
венно у поверхности превышает напряженность поля пятен, то
электроны, эмиттированные пятном, имеющим фг = фмин, не бу-
дут замечать соседнего участка, имеющего ф; > фмин. Вследствие
сильной зависимости эмиссионного тока от работы выхода при на-
54
личии ускоряющего внешнего поля практически вся эмиссия пой-
дет с участков поверхности, где <рг = фмин. Эмиссия с неоднород-
ных поверхностей в присутствии внешнего электрического поля
подробно рассмотрена в работах [32, 331.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Taylor J., Langmuir I. The evaporation of atoms, ions and electrons from
cesium films on tungsten. — «Phys. Rev.», Sec. ser., 1933, v. 44, No. 6,
p. 423.
2. Алло T., Десплат Дж. Исследование адсорбции цезия на монокристалле
вольфрама. — Термоэмиссионное преобразование энергии. Пер. с англ.
Под ред. Д. В. Каретникова, Р. Я. Кучерова, И. С. Мосевицкого. М.,
Атомиздат, 1971, с. 78.
3. Wilson R. G. Electron and ion emission from polycristalline surfaces of
Be, Ti, Cr, Ni, Cu, Pt and type 304 stainless steel in cesium vapor.
—«J. Appl Phys.», 1966, v. 37, No. 8, p. 3161. •
4. Wilson R. G7 Electron and ion emission from polycristalline surfaces of
Nb, Mo, Ta, W, Re, Os and Ir in cesium vapor. — «J. Appl. Phys.», 1966,
v. 37, No. 11, p. 4125.
5. Rasor N. S., Warner C. Correlations of emission processes for adsorbed
alkali films on metal surfaces. —«J. Appl. Phys.», 1964, v. 43,
No. 9, p. 2589.
6. Гифтопулос E., Стейнер Д. Орбитальная электроотрицательность и фи-
зические свойства биметаллических адсорбционных систем. — «Прямое
преобразование тепловой энергии в электрическую и топливные эле-
менты». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1970, вып. 6, с. 137.
7. Кеннеди А. Адсорбция цезия на тугоплавких металлах. —Термоэмиссиои-
ное преобразование энергии. Т. 1. Пер. с англ. Под ред. В. Н. Артамки-
на, Б. А. Ушакова. М., Атомиздат, 1964, с. 164.
8. Бодански И. Новая интерпретация термоэлектронной эмиссии с чистых
и покрытых поверхностей металлов. — Термоэмиссиоииое преобра-
зование энергии. Пер. с англ. Под ред. Д. В. Каретникова, Р. Я- Ку-
черова, И. С. Мосевицкого. М., Атомиздат, 1971, с. 58.
9. Гифтопулос Е , Хатсопулос Г. Кваитовотермодинамический смысл элект-
роотрицательности и работы выхода. — Там же, с. 52.
10. Рейзор Н. Общие зависимости для адсорбции иа металлических поверх-
ностях. — «Прямое преобразование тепловой энергии в электрическую
и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1971, вып. 5,
с. 112—119.
11. Houston J. М. Thermionic energy conversion. —Advances in Electronics
and Electron Physics. Ed. by L. Marton. N. Y. — L., 1962, v. 17, p. 125.
12. Ренкин В. и др. Экспериментальное изучение термоэмиссиоиных катодов
в присутствии Cs и CsF. — Термоэмиссиоииое преобразование энергии.
Пер. с англ. Т. 1. Под ред. В. Н. Артамкина, Б. А. Ушакова. М., Атом-
издат, 1964, с. 179.
13. Ушаков Б. А., Никитин В. Д., Корбут В. Ю. Влияние неравномерности
тепловыделения в реакторе на электрические характеристики термо-
эмиссионного преобразователя. —«Атомная энергия», 1971, т. 31,
Xs 5, с. 467.
14. Смит Дж., Смит А. Простая эмпирическая формула для электронной
эмиссии с поверхностей металлов, покрытых цезием. — «Прямое преоб-
разование тепловой энергии в электрическую и топливные элементы».
Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1971, вып. 6, с. 105.
15. Хатсопулос Г., Руфе Ф. Термодинамическое соотношение для работы
выхода. — «Прямое преобразование тепловой энергии в электрическую
и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1971, вып. 5.
16. Джекобсон Д., Кембелл А. Характеристики чистых и покрытых цезием
55
электродов состава 75 W+25 Re, полученных газофазным осаждением.—
«Прямое преобразование тепловой энергии в электрическую и топливные
элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1971, вып. 6, с. 98.
17. Swanson L. W., Strayer R. W. Field-electron-microscopy studies of ce-
sium layers on various metals: work function change. —«J. Chem.
Phys.», 1968, v. 48, No. 6, p. 2421.
18. Бундшу В. Работа выхода тугоплавких металлов в цезиевой плазме
высокого давления при низкой температуре образца. — Термоэмиссиои-
ное преобразование энергии. Пер. с англ. Под ред. Д. В. Каретникова,
Р. Я. Кучерова, И. С. Мосевицкого. М., Атомиздат, 1971, с. 64.
19. Руфе Ф., Лайб Д. Зависимость вольт-амперных характеристик от темпе-
ратуры коллектора. — «Прямое преобразование тепловой энергии
в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ,
1971, вып. 6, с. 128.
20. Бондаренко В. Д., Гуськов Ю. К. Характеристики термоэмиссионных
преобразователей, наполненных смесью паров. Термоэмиссионное пре-
образование энергии. —В сб. докл. сов. ученых на II Междунар. конф,
по термоэмиссионному преобразованию энергии. Стреза, Италия, 27—
31 мая 1968. М., изд. ВНИИТ, 1969, с. 175.
21. Псеротакис Дж. Термоэлектронные преобразователи энергии, наполнен-
ные смесью паров. — «Прямое преобразование тепловой энергии в элект-
рическую и топливные элементы.» Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ,
1967, вып. 8, с. 79.
22. Wilson R. G., Wolf Е. D. Electron and ion emission from iridium in li-
thium vapor. —«J. Appl. Phys.», 1966, v. 37, No. 12, p. 4458.
23. Марчук П. M. Испарение бария с поверхности некоторых металлов. —
«Радиотехника и электроника», 1957, т. 11, № 12, с. 1479.
24. Энгельмайер В., Стикни Р. Использование термоэмиссиоиных измере-
ний при исследовании адсорбции. Ч. 2. — Кислород на монокристал-
лическом вольфраме. — «Прямое преобразование тепловой энергии
в электрическую и топливные элементы». Ииформ. бюл. М., изд.
ВИНИТИ, 1970, вып. 4, с. 105.
25. Гривс В., Стикни Р. Использование термоэмиссионных измерений при
исследовании адсорбции. Ч. 3. — Кислород на поликристаллическом
W, Мо, Та и Re. — Там же, с. 123.
26. Батзис П. Влияние кислорода на работу выхода вольфрама. — «Термо-
эмиссионное преобразование энергии. Пер. с англ. Под ред. Д. В. Ка-
ретникова, Р. Я- Кучерова, И. С. Мосевицкого. М., Атомиздат,
1971, с. 91.
27. Лаигпаи Р., Минор А. Работа выхода поликристаллических вольфрама
и рения в атмосфере цезия и кислорода. — Там же, с. 95.
28. Левин Дж., Гелхаус Ф. Кислород как полезная добавка в цезиевых тер-
моэлектронных преобразователях. — «Прямое преобразование тепловой
энергии в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл. М.,
изд. ВИНИТИ, 1968, вып. 4, с. 109.
29. Brown L. J., Nichols В. D. Thermionic emission from molibden in vapors
of cesium and cesium fluoride. —«J. Appl. Phys.», 1962, v. 33, No. 6,
p. 2080.
30. Лангпап P., Минор А. Влияние добавок фтористого цезия на работу
выхода и выходную мощность цезиевого диода с различными катодными
материалами. — «Прямое преобразование тепловой энергии в электри-
ческую и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1967,
вып. 8, с. ПО.
31. Rump В. S., Gehman В. L. Work function measurement of nickel, mo-
libdenum and tungsten in a cesium-hydrogen atmosphere. — «J. Appl.
Phys.», 1965, v. 36, No. 8, p. 2347.
32. Добрецов Л. H., Гомоюнова M. В. Эмиссионная электроника. M., «Нау-
ка», 1966, с. 248.
33. Херинг К., Никольс М. Термоэлектронная эмиссия. Пер. с англ. М.,
Изд-во иностр, лит., 1950, с. 36.
ГЛАВА 3
РЕЖИМЫ
РАБОТЫ ТЭП
§ 3.1. ПРОЦЕССЫ ПЕРЕНОСА В МЕЖЭЛЕКТРОДНОМ ЗАЗОРЕ х-
ТЕРМОЭМИССИОННОГО ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЯ
В покоящейся термодинамически равновесной системе отсутству-
ет перенос вещества и энергии. В разреженной равновесной слабо-
ионизованной плазме каждая компонента описывается распределе-
нием Максвелла
dN (v) = n exp (—niv2/2kT) dv. (3.1a)
Если частицы подвергаются воздействию внешнего силового по-
ля, то их концентрация п является функцией от координаты
п = п0 ехр [—U (x)lkT], (3.16)
где п0 — концентрация частиц в точке с нулевой потенциальной
энергией. Соотношение (3.16) носит название закона Больцмана.
Распределение Максвелла позволяет определить значения мно-
гих полезных величин. Нам понадобятся:
средняя скорость
v = tr1 vdN (у) = (в/гТ/лт)1'2, (3.2)
средняя кинетическая энергия
Ё -- и-1 $ (mo2/2) dN (v) = (3/2)£Г, (3.3)
количество частиц, пролетающих за 1 сек через площадку 1 см2
(поток):
/ = J) vxdN (v), (3.4)
Гх>0
средняя кинетическая энергия, отнесенная к единичному пото-
ку:
E0 = I-'\(mv2/2)vxdN (y) = 2kT. (3.5)
Термоэмиссионный преобразователь — существенно неравно-
весная система, в которой имеет место направленный перенос час-
тиц, заряда и энергии [1—8].
57
Для простоты и наглядности рассмотрим следующую модельную
физическую систему. В среде, представляющей газ из сравнитель-
но тяжелых и крупных частиц, движутся легкие частицы малого
размера, которые часто сталкиваются с тяжелыми и пренебрежимо
редко между собой. Пусть концентрация легких частиц зависит
от координаты п = п (х). Вследствие неоднородности концентрации
возникает результирующий поток легких частиц из области с повы-
шенной концентрацией в область с пониженной. Попытаемся коли-
чественно оценить возникший поток. Для этого рассмотрим неко-
торую плоскость, перпендикулярную оси х, вдоль которой проис-
ходит изменение концентрации. Справа налево через эту плоскость
пролетают частицы из слоя шириной порядка длины свободного
пробега I, где концентрация приближенно может быть взята равной
п [х + (//2)].
Таким образом, поток налево определится приближенным
равенством (см. 3.4)
/(-) ^(1/4)п(л' + //2)Ь.
Точно так же, оценив поток направо /<+), найдем
/<+) (1/4)п [х— (Z/2)] у.
В итоге результирующий поток частиц j,„ возникающий вследствие
неоднородности концентрации, запишется в виде разности соот-
ветствующих односторонних потоков:
(1/4) rt (х—7/2) V—(1 /4) п (х Ч- Z/2) и »
« — (1/4) I v (dn/dx). (3.6)
Это равенство носит качественный характер и поэтому справедливо
с точностью до безразмерного множителя порядка единицы. Обозна-
чив упомянутый множитель через С и включив в него 1/4, запишем
(3.6) в виде точного соотношения:
/н = —D (dn/dx), (3.7)
где D =- Цо — коэффициент диффузии [соотношение (3.7) иногда
называют законом Фика].
При наличии силового поля F, действующего на легкие частицы,
выражение для результирующего потока частиц требует уточнения.
Из опыта известно, что при слабых силовых полях на фоне хаоти-
ческого движения частиц проявляется направленное движение,
скорость которого и пропорциональна силе:
и = BF,
где В — коэффициент пропорциональности, называемый подвиж-
ностью. Используя выражение для скорости направленного дви-
жения и учитывая то, что на частицу с зарядом е в электрическом
58
поле '£ действует сила F = е£, можно записать выражение для ре-
зультирующего потока частиц /п, возникающего от действия поля:
/п = епВ£. (3.8)
Общее выражение для результирующего потока, учитывающее
действие неоднородности концентрации и электрического поля:
/н, П = hl Н- /п =- — D (dn/dx) 4- епВ£. (3.9)
Непосредственная оценка подвижности В затруднительна. Од-
нако легко получить значение В иначе. Представим себе, что газ
легких частиц при наличии поля и неоднородности концентрации
находится в термодинамическом равновесии. Тогда результирую-
щий поток должен отсутствовать jn ,п = О, а концентрация частиц
п должна подчиняться распределению Больцмана (3.16) Схпотен-
циальной энергией U (х) = еФ (х), где Ф (х) — распределение
электрического потенциала. Из распределения Больцмана следует:
(3.10)
dx kT dx kT
Комбинируя (3.9) и (3.10) и учитывая отсутствие результирую-
щего потока, получаем соотношение для коэффициентов диффузии
и подвижности:
В = D/(kT),
именуемое соотношением Эйнштейна.
До сих пор в рассуждениях температура предполагалась не
зависящей от пространственной координаты. При наличии темпера-
турной неоднородности необходимо в (3.9) учесть дополнительное
слагаемое /т — вклад неизотермичности в результирующий поток
частиц. Для упрощения выкладок рассмотрим величину /т отдель-
но, т. е. положим, что силовое поле и неоднородность концентра-
ции ”
ние
отсутствуют. Тогда по аналогии с выводом /н составим уравне-
баланса односторонних потоков частиц*:
/т - /<+> — /<-> ='( 1 /4) п v (х — //2) — (1/4) п v (х +1/2),
или
jT » —nl (dv/dx)-
Используя соотношение** dv/dx = lv/(2T)](dT/dx) для оценки
вклада неизотермичности в результирующий поток частиц, полу-
чаем
1,-1 п dT
— lv-------- —
4 2 Т dx
(3.11)
* Здесь для простоты длина свободного пробега предполагается не за-
висящей от температуры.
** Это соотношение выводится дифференцированием (3.2).
59
Как и при выводе (3.6), заменяем в (3.11) выражение /о/4 коэф-
фициентом диффузии D = Цо:
L = Ld—. — . (3.12)
jT 2 T dx v ’
Коэффициент пропорциональности Z)T = (D 2) между потоком
частиц /т и величиной называют коэффициентом термодиф-
фузии, а отношение Кт = D^ID, которое в нашем случае равно
1/2, — термодиффузионны.и отношением.
Запишем теперь общее выражение для результирующего потока
частиц:
i = hAin + i^-D^+enB^ (3.13)
dx 2 Т dx
После несложных преобразований с использованием соотно-
шения Эйнштейна и уравнения состояния газа легких частиц
в форме р = nkT уравнение (3.13) представляем в виде
] = в(—d-^+ enS + — nk— \ . (3.14)
J \ dx 2 dx I 7
Каждый член внутри скобок в (3.14) имеет размерность силы,
отнесенной к единице объема: первый член — сила, воздействую-
щая на газ легких частиц в единице объема и возникающая вслед-
ствие разницы давлений на противоположных гранях указанного
объема; второй член — сила, с которой электрическое поле действу-
ет на частицы легкой компоненты в указанном объеме; третий член
R = (nk/2) (dT/dx), (3.15)
который определяет силу, возникающую вследствие неоднород-
ности температуры, называют термосилой.
Оценим теперь количество энергии, перенесенной легкими час-
тицами за единицу времени через единичную площадку. Это коли-
чество слагается из энергии, перенесенной с результирующим по-
током частиц, и энергии, переходящей от более нагретых областей
газа к менее нагретым при отсутствии результирующего потока
частиц, т. е. посредством теплопроводности.
Средняя энергия на единичный поток частиц слагается из ки-
нетической энергии 2kT [см. (3.4)] и потенциальной еФ. Чтобы
оценить перенос энергии, поступим, как при расчете результирую-
щих потоков частиц. Потоки энергии влево через единичную
площадку воображаемой плоскости, перпендикулярной оси х,
и вправо Q(+) соответственно равны
Q(+) = /(+) (2kT + еФ) |х_(/2; Q<-> = Z<-> (2kT + еФ)|х+г/2.
Для простоты будем полагать электрический потенциал не
зависящим от пространственной координаты, что не повлияет на
60
окончательный результат, но освободит нас от некоторых дополни-
тельных рассуждений. Итак, результирующий поток энергии
q = Q<+)_Q(-) = /(+) {2kT [х—(//2)] + еФ} —
—/(-> {2kT [х + (//2)] + еФ},
или с использованием разложения в ряд
q = (/(+) — /(-)) (2kT + еФ) — (/(+> + /(->) kl (dT/dx).
Зная, что /(+) — /(_) = j и 1S+) ж /(-) ж nv/4, записываем
результат:
q = j (2kT + еФ) — D2kn (dT/dx), (3.16)
где, как и прежде, выражение vl/4 заменено коэффициентом диффу-
зии D. Величину
х = 2Dkn (3.17)
называют коэффициентом теплопроводности.
Полученная система уравнений (3.14) и (3.16) в рамках исход-
ной модели оказывается точной при выборе множителя £ = 1/3.
Оказывается, что более общая система уравнений, описываю-
щая перенос частиц и энергии легкой компоненты, с учетом столк-
новений легких частиц между собой и с ионами тяжелых частиц
имеет вид
kT ® т Т ' dx
<1 = 1\(^ + Кт}ьТ + еф]-к^- ,
1\ 2 / J dx
(3.18)
где, однако, коэффициент Кт не равен 1/2, как в (3.13), и нет простого
соотношения (3.17) между коэффициентами диффузии и ^ермедиф-
фуэии. .
Тем не менее уравнения переноса в форме (3.13) и (3.16) годятся
для описания электронной компоненты плазмы, когда столкнове-
ния электронов между собой и с ионами малосущественны. Обычно
эти уравнения используют при качественном рассмотрении плазмы
ТЭП.
Соображения, использованные при выводе системы (3.13), (3.15),
годны и для описания ионов (разумеется, при других кинетических
коэффициентах). Уравнение для потока энергии ионов, однако, не
представляет интереса. Во-первых, вклад ионов в общий поток
энергии ничтожен; во-вторых, температура ионов практически
совпадает с температурой нейтральных атомов (поскольку массы
ионов и соответствующих им нейтральных атомов очень близки и
соответственно интенсивен обмен энергией между ними при стол-
кновениях).
Выпишем полную систему уравнений переноса для электронов
и ионов, отмечая соответствующие величины индексами е и I; здесь
61
и далее величина е означает положительный заряд, численно рав-
ный заряду электрона:
\ dx ё + КТ1; kTe Те Те dTe \ . dx / ’
ii = -DJ-^-- \ dx eni i if ni kTt + Ti dx j'
@ё = ie —x dTe dx
(3-19)
Сравним коэффициенты диффузии электронов и ионов:
De — leve, Di — liVt. Для электронов и ионов цезия длины сво-
бодного пробега отличаются менее чем на порядок, тогда как ve/vt —
~ (иц/тУ^ ж 492, По порядку величины в таком же отношении
будут электронный и ионный токи.
Система (3.19) должна быть дополнена уравнениями непрерыв-
ности потоков (результирующих), иначе говоря, законами сохра-
нения числа частиц и энергии. Для этого следует дивергенции от
потоков приравнять соответствующим источникам. Возникновение
источников связано с наличием процессов ионизации и рекомбина-
ции в объеме плазмы. Если число возникающих в единице объема
за единицу времени ионов (а значит, и электронов) обозначить
через Г, то уравнения непрерывности для потоков электронов и
ионов запишутся в виде
djjdx = dji/dx = Г.
(3.20)
При этом на образование одного иона затрачивается энергия,
равная е (Vi + Ф), где Ег — потенциал ионизации нейтрального
атома в основном состоянии. Следовательно, уравнение непрерыв-
ности для потока энергии электронов таково:
dqjdx = е [Vt + Ф (х)1 Г. (3.21)
Величину Г (см. § 7) обычно называют функцией генерации
для ионов.
Система уравнений переноса (3.19) вместе с уравнениями
непрерывности (3.20) и (3.21) образует полную систему дифферен-
циальных уравнений и при наличии кинетических коэффициентов,
а также надлежащих краевых условий (см. § 3.2) дает полное мак-
роскопическое описание плазмы ТЭП.
Чтобы получить количественные критерии применимости урав-
нений переноса, вспомним, что при получении (3.13) и (3.16) ис-
пользовано разложение в ряд Тейлора; тем самым предполагалось,
что температура и концентрация слабо изменяются на расстояниях
порядка длины свободного пробега. Если расстояние, на котором
существенно меняются макроскопические величины, обозначить
d, то это предположение соответствует неравенству
I < d. 3.22)
62
Нетрудно получить ограничение и на значение электрического
поля. Малое изменение температуры на длине свободного пробега
означает малое приращение энергии частицы вследствие действия
поля на длине свободного пробега, т. е. e'£l Е, иначе
е(<£1 « kT. (3.23)
Характер электрического поля в плазме ТЭП определяется
уравнением Пуассона: v
d-ФЕх'1 = 4ле (пе — nt). (3.24)
Анализ равенства (3.24) показывает, что в объеме плазмы
выполнено условие квазинейтральности пе « nt. Это, однако, не
относится к граничным слоям толщиной порядка rD = ]/&77(4ле2ие).
В местах соприкосновения плазмы с твердыми телами, например
с металлическими поверхностями, образуется слой с резким изме-
нением потенциала. Этот слой называют плазменной оболочкой или
ленгмюровским слоем. Обычно rD d.
Указанные особенности изменения электрических полей и кон-
центраций заряженных частиц позволяют значительно упростить
математическое описание плазменного промежутка ТЭП. Внутрен-
ние области плазмы, где выполнено условие квазинейтральности,
не требуют решения уравнения Пуассона, а внешние области, где
условие квазинейтральности нарушено, настолько узки, что их
можно описать в рамках граничных условий к уравнениям перено-
са (3.19). В соответствии с равенством /гг « пе концентрацию за-
ряженных частиц обозначим просто п и назовем ее концентрацией
плазмы.
§ 3.2. ГРАНИЧНЫЕ УСЛОВИЯ ДЛЯ УРАВНЕНИЙ ПЕРЕНОСА
Вид граничных условий [4] для уравнений переноса (3.19)
зависит от знаков приэлектродных скачков потенциала VЕ и Vc-
Возможные типы распределения потенциальной энергии электрона
у границ плазмы схематически изображены на рис. 3.1. Для вы-
вода граничных условий к уравнениям переноса воспользуемся
соотношениями баланса односторонних потоков частиц и энергии;
при этом, как и в § 3.1, считаем состояние плазмы слабо отличным
от равновесного, иными словами, полагаем функцию распределения
близкой к максвелловской (3.1). Для этого необходимо, чтобы длина
свободного пробега была мала по сравнению с характерным разме-
ром плазмы, которым в данном случае является зазор d между
эмиттером и коллектором:
I « d. (3.25)
На самом деле неравенство (3.25) еще не гарантирует того, что
вблизи оболочек распределение Максвелла не будет заметно нару-
шено.
63
Нас, однако, интересует не истинная функция распределения,
а макроскопические величины: температура, концентрация, токи
и т. п. Поэтому замена истинной функции распределения на макс-
велловскую, которая позволит получить, по крайней мере качест-
венно, правильные граничные условия, вполне разумна.
Введем обозначения: Те — температура эмиттера; Тс — тем-
пература коллектора; п0 — концентрация плазмы вблизи эмиттер-
ной оболочки; nd — концентрация плазмы вблизи коллекторной
оболочки; То — электронная
температура вблизи эмиттерной
оболочки; Td — электронная
температура вблизи коллектор-
ной оболочки.
Идея получения граничных
условий одна и та же для всех
типов скачков, изображенных
на рис. 3.1. Рассмотрим случай,
изображенный на рис. 3.1, а.
На бесконечно малом расстоя-
нии от эмиттера проведем па-
раллельно его поверхности во-
ображаемую плоскость у (обоз-
начено пунктиром). Слева на эту
плоскость падает поток эмитти-
рованных электронов (1.2) /(/’ =
Jse!s, который беспрепятст-
венно проникает в плазму, где потенциальная энергия электронов
меньше. Получим теперь поток электронов из плазмы на эмиттер.
Как уже упоминалось, считаем распределение электронов по ско-
ростям близким к максвелловскому. Кроме того, поскольку в обо-
лочке электроны находятся в силовом поле, то их концентрация
в непосредственной близости к плоскости у отличается от концент-
рации п0 и равна noexp (—eV^kT^ [см. (3.1)]. Следуя (3.4), запи-
шем поток электронов через плоскость у влево:
/Г' Ч 1 /4) п0 ve (То) ехр (—eVE/kT0)
и результирующий поток электронов через эмиттерную оболочку
/ео = Л+)-Л-) = JSE/e-(ll4)nove(To)exp(-eVE/kTo). (3.26)
Так же просто запишутся потоки энергии электронов направо
и налево через плоскость у:
Q<+> = Л+) (2kT Е + еИ£); <Э(Г’ = Л-’ (2kT0 + eVE)
и результирующий поток энергии
qeo = <Л+)-<21-) = (JsE/e) (2kTE+eVE) —
-(1/4) п0~ve (То) (2kTo + eVE') exp(-eVE/kT0). (3.27)
64
Потенциальная энергия ионов отличается от изображенной на
рис. 3.1 знаком. Поэтому в рассматриваемом случае ионы из плазмы
беспрепятственно проходят оболочку, и можно сразу записать
1^ = п0Ъ1(ТЕ)/4. (3.28)
Напомним, что температура ионов совпадает с температурой нейт-
ральных атомов цезия, последняя же вблизи электрода совпадает
с температурой электрода. Этот факт и был учтен при написании
(3.28). Потенциальная энергия иона у плоскости выше, чем у
плоскости у, на величину еУ£, по этой причине правосто-
ронний поток ионов через плоскость ух должен быть уменьшен
в ехр (—eVElkTE) раз по сравнению с правосторонним потоком че-
рез плоскость (см. 1.42) у:
/i+) = (Jsfi/e) exp (—eVElkT £).
Результирующий поток ионов через оболочку
ho = (VsE/e) exp (—eVE/kTE)—(1/4) n0 vt (TE). (3.29)
Соотношения (3.27)—(3.29) представляют собой полный набор
граничных условий у эмиттера для
Метод вывода граничных условий в остальных случаях почти
такой же. Так, в случае, изображенном на рис. 3.1, б, потенциаль-
ный барьер препятствует прохождению электронов в плазму и не
мешает выходу их из плазмы на эмиттер. Поэтому больцмановский
экспоненциальный множитель [см. (3.1)] должен присутствовать
в выражении для потока электронов вправо и отсутствовать для по-
тока в обратном направлении:
Л+) = (JsEle) exp (eVE/kTEy, /Г> = n0~ve (T0)/4J
Следовательно, для результирующего потока электронов в плаз-
му (через плоскость yj имеем
/ео = (JsE/e) exp (eVE/kTE) —[п0Ъе (Т0)/4]. (3.30)
При подсчете односторонних потоков энергии на границе плазмы
(плоскость ух) учтем, что по определению потенциальная энергия
электрона в плоскости уг равна нулю. Отсюда = I^^kTЕ
Q(c_) = и соответственно
qe0 = (2kTE/e)JSEexp (eVE/kTE) - (1 /4) nove(TE) 2kTe (0). (3.31)
Опуская надлежащие рассуждения для односторонних потоков
ионов, сразу запишем выражение для результирующего потока:
/(о = GAshM) —(1/4) n0Vt (ТЕ) exp (eVE/kTE). (3.32)
Не станем проводить аналогичные рассуждения для коллектор-
ных оболочек, укажем лишь на необходимость учета отличия по-
3 Зак. 66 7 65
тенциальной энергии электрона в плазме у коллектора (плоскость
у{ на рис. 3.1, в, г) от потенциальной энергии в плазме у эмиттера
(плоскость у на рис. 3.1, а, б) на величину —еГпл, где Гпл — раз-
ность потенциалов между плоскостями у, и у/.
Как правило, условия работы ТЭП таковы, что размеры при-
электродных оболочек (порядка го) меньше межэлектродного за-
зора. Поэтому разумно в дальнейшем полагать плоскости у и yj
совпадающими с поверхностью эмиттера, а плоскости у' и у\ —
с поверхностью коллектора. Тогда в граничных условиях на эмит-
тере значения температуры, концентрации и потенциала заменятся
на соответствующие величины при значении координаты х = О
и соответственно при х = d в граничных условиях па коллекторе.
Например, в соотношениях (3.26), (3.27) величины п0, То нужно
заменить п (0), Те (0), а в граничных условиях на коллекторе ис-
пользовать п (d), Те (d).
Электрический потенциал, как и прежде, обозначим Ф; следу-
ет, однако, помнить в соответствии со сказанным ранее, что Ф (0) =
= 0. Поэтому потенциальная энергия электрона в плазме
у коллектора
-еУпл - -еФ (d).
Все типы граничных условий [см. (3.33)—(3.44)] представляют
собой полный набор граничных условий к системе уравнений
(3.19)—(3.21). Полученные с помощью простых, но не строгих рас-
суждений, они дают хорошее качественное, а во многих случаях
и количественное приближение к действительности. Более строгое
обоснование граничных условий, так же как и самих уравнений
(3.19)—(3.21), требует совершенно иного, так называемого кинети-
ческого подхода.
Граничные условия на эмиттере
/е0 = -4- п еХР<- eVE/kTe (°))= (3-33>
Ло = exp(~eVElkTE)---(°) Vi (3.34)
<7ео = {2kTE+eVE)—
п(0)ехр(-е^Же(0)) ve (Те (0))(2£Ге(0)+еЫ;(3.35)
VE ^0
До = exp (eVElkTЕ)-------п (0) ve (Те (0));
Ло = ---п (0) V; (ТЕ)ехр( + eVE/kTЕ);
2kTP
<7ео ' —— Jse exp {eV E/kT Е) —
_±„(0)Бе(Тв(0))2^Гв(0).
4
(3.36)
(3.37)
(3.38)
66
Граничные условия на коллекторе:
led = 4 n (d) \ (Te (d))-—~- &xp(-eVc/kTc); (3.39)
кс>о ltd- 4 «(d) vt (Tc) exp ( eVc/kTc) e ; (3.40)
led Qed = ~ «(d) ve (Te (d)) (2kTe (d) - еФ (d)) - —exp (—eVdkTc) (21гТс~еФ (d)); = 4-n (d) (d)) ^p (eVc/kTe (d)) - ; (3.41) (3.42)
=- 4- n (d) vt (Tc) -exp (eVdkTc); (3.43)
Ис<0 Qed = 4- n (d) (d)) exp (eVdkTe (d)) (2kTe (d)~ 4 - еФ (d) — eVc)—(2—еФ (d) — eVc) (3-44)
§ 3.3. КЛАССИФИКАЦИЯ РЕЖИМОВ РАБОТЫ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЯ
Электрические параметры термоэмиссионных преобразователей
зависят от эмиссионных свойств электродов и состояния межэлект-
родной среды. Чаще всего состояние межэлектродной среды яв-
ляется плазменным. Как известно, плазмой называют квазинейтраль-
ную систему, содержащую положительно и отрицательно заряжен-
ные свободные частицы. Мы отмечали, что квазинейтральность соот-
ветствует малости величины rD (дебаевской длины) сравнительно
с шириной межэлектродного зазора d. Таким образом, можно раз-
личать плазменный rD d и вакуумный rD » d режимы работы.
В свою очередь, плазменный режим работы может иметь различ-
ный характер в зависимости от отношения длины свободного пробега
электронов I к ширине межэлектродного зазора d. При d >•>• I
возможно описать плазму в рамках уравнений переноса в терминах
диффузии, подвижности и теплопроводности. Эта разновидность
плазменного режима называется диффузионным режимом. Случай
d« I соответствует малой роли столкновительных процессов,
и поэтому естественно такую разновидность плазменного режима
называть бесстолкновительным режимом. Вместо термина бесстолк-
новительный часто используют термины квазивакуумный, прямо-
пролетный, кнудсеновский.
В промежуточном случае I ~ d, который называют также га-
зокинетическим, нельзя непосредственно использовать уравнения
переноса § 3.1 и в то же время нужно учитывать столкновения. Это
усложняет изучение промежуточного режима [9].
3* 67
Упомянутые режимы могут также характеризоваться ролью
процессов ионизации и рекомбинации в объеме плазмы. При длине
ионизации L, большей межэлектродного промежутка d, роль объем-
ных процессов невелика и режим относят к категории безразрядных,
в обратном случае — разрядных, или дуговых.
Классификация режимов работы может быть продолжена и да-
лее*. Например, в основу дальнейшей градации можно положить
Рис. 3.2. Режимы работы ТЭП.
принцип стабильности, подразделяя режимы на стабильные и
нестабильные. В заключение заметим, что иногда бывает удобно
определять режимы работы по параметру компенсации а, различая
перекомпенсированный (а > 1) и недокомпенсированный (а<1)
режимы.
Схема классификации режимов (неполная) приведена на рис. 3.2.
§3.4. ВАКУУМНЫЙ РЕЖИМ РАБОТЫ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЯ
В вакуумном режиме [10—121 перенос электронов от нагретого
эмиттера к коллектору нарушается в случае большой эмиссии и
большого межэлектродного зазора. При этом образуется отрицатель-
ный пространственный заряд, который препятствует прохождению
* Мы не касались влияния магнитного поля на работу преобразователя,
но, по-видимому, в отдельных случаях роль магнитного поля может ока-
заться существенной. Этот факт должен найти отражение в полной клас-
сификации режимов работы ТЭП.
68
электронов с эмиттера на коллектор. Ограничимся рассмотрением
плоскопараллельного преобразователя, полагая коллектор доста-
точно-холодным и считая, что обратная эмиссия отсутствует. Введем
р = —еФ (x)lkTE — безразмерную потенциальную энергию элект-
рона в электрическом поле и обозначим — еф (d)!kTЕ - х\с. На
рис. 3.3 изображены различные типы потенциальных диаграмм
электрона. При больших положительных напряжениях на коллек-
торе электроны вытягиваются электрическим полем из межэлектрод-
ного промежутка, плотность тока
совпадает с плотностью тока Ри-
чардсона Jse- Пространственный за-
ряд практически отсутствует (см.
кривая 1 на рис. 3.3). С уменьшением
положительных напряжений возра-
стает пространственный заряд, ко-
торый по достижении рс некоторого
характерного значения рС1 приводит
к равенству р' (0) = О (кривая 2).
Дальнейшее уменьшение Ф (d) (уве-
личение рс) характеризуется появле-
нием на графике зависимости р =
р (х) наибольшего значения рт при
некотором х = хт (кривые 3 и 3'),
которое возрастает и смещается
вправо с ростом рс. Теперь кол-
лектора достигают лишь те электро-
ны, у которых mOx/2 > rjmkTE.
В соответствии с этим уменьшается
диаграмм электрона в случае ва-
куумного режима.
плотность электрического тока че-
рез ТЭП до значения/Jtexp (—рт). По достижении рс некоторого
другого характерного змчения рС2 имеет опять монотонную зави-
симость р = р (х), при этом р' (d) = 0 (кривая 4). При последую-
щем росте рс зависимость р = р (х) сохраняет монотонный ха-
рактер (кривая 5); коллектора достигают лишь электроны
с mvy2 > рс kTЕ', плотность электрического тока составляет
/s£exp (—рс) а1см\
Для нахождения электрического потенциала в межэлектродном
зазоре воспользуемся уравнением Пуассона:
с?2Ф/с?х2 = 4пеп,
(3.45)
где п — концентрация электронов. В качестве граничных условий
примем (в соответствии с рис. 3.3) Ф (0) = 0, а значение Ф (d)
также считаем заданным. Прежде чем решать (3.45), нужно выра-
зить концентрацию п через электрический потенциал или потенци-
альную энергию электрона р. Применим кинетическое уравнение
Больцмана бесстолкновительного члена [13]:
dfe , kTE dp df
V —ч--j------’ ' “ч— — 0.
x dx m dx dvx
(3.46)
69
Снабдим уравнение (3.46) краевым условием на эмиттере, счи-
тая эмиттированные электроны распределенными по скоростям
в соответствии с законом Максвелла (1.1). Для удобства запишем
распределение Максвелла в виде*
/ т \2 2J<.P / ти2 \
L (0, и) = (.) ----- ехр ( —oZr- I 0 (*Д), (3-47)
,е' ’ 2kT Е j пе 1 I 2kTЕ ) ' '
„ . . fl, vx 0;
гДе 0(^) = )О, ^<0.
Легко проверить непосредственной подстановкой, что решением
(3.46) является
+^1W]’ (3-48)
где F — произвольная дифференцируемая функция.
Рассмотрим сначала монотонные распределения потенциальной
энергии электрона, имеющие место при т)С Мет (случай а) или
т]с Лс2 (случай б). Используя краевое условие (3.47), запишем
для обоих случаев соответственно:
(3.496)
Далее находим концентрацию электронов:
ехр(—11) (1— erf)/ — п); (3.50а)
eve\* Е/
п = ехр( —1])(1 4-erf)/i]C—Т])- (3.506)
eve (7Е)
2 *
Здесь использовано обозначение erf г = —= \ ехр (—f2) dt.
у я J
г о
Введем параметр
r = [ksT3E/(32n3me2JSE)]''4, (3.51)
по порядку величины совпадающий с дебаевской длиной, и заме-
ним пространственную переменную:
х = гЬ (3.52)
* Для этой цели используем соотношение JSE = enve/2.
70
Используя (3.50а), (3.506) и определение величины т), приведем
уравнение (3.45) к виду
d2 ч (5<->(—т]),
dg2 (ехр( — Т|с)/5(+> (Г|С — т])
и затем понизим его порядок:
<2 '2 I (Г])
В (3.53) и (3.54) применены следующие обозначения:
S(±)(z) = e"(l ± erf j/z);
W)(z) = J 5<±>(z)dz S<±>(z) — 1 ± /г/л,
b
где знаки ± относятся к случаям а и б соответственно.
Прежде чем проводить дальнейшие выкладки, заметим, что
наибольший интерес для нас представит так называемая вольт-
амперная характеристика преобразователя, т. е. зависимость плот-
ности электрического тока J через преобразователь от напряжения
на нагрузке V. Для этого рассмотрим связь плотности тока J с ви-
дом потенциальной кривой рис. 3.3.
Как уже отмечалось, при т]с > Иса и т|с < Лс: нет нужды в ре-
шении уравнения Пуассона (3.45), поскольку J = Jse и J =
= Jse exp (—тщ) соответственно в каждом из этих случаев.
Таким образом, во-первых, необходимо определить т]С1 и Цс2>
связав их с параметрами задачи, и затем для Г|С1 < т] < цС2 найти
зависимость цт = г)т (тщ)- Первая часть задачи легко решается.
Полагаем согласно определению rjcx, г|/ (0) = 0 в равенстве (3.54)
и, разделив переменные, интегрируем:
-ЯС1 ___________
J dz/yw->(z) =d/r. (3.57)
о
С учетом равенства т]' (d/r) = 0 (см. определение г)С2) столь же
просто находим
ЧС2 ____________________________
dz//exp( —т]с2)Чг<+>(т)с2—z) = d/r. (3.58)
о
Соотношения (3.57) и (3.58) позволяют численными методами
найти зависимости
т]С1 = T]ci (d/r) и г]С2 = Пег (d/r).
Вторая часть задачи несколько сложнее. Проведем воображае-
мую плоскость параллельно эмиттеру и коллектору через точку
71
(3.53а)
(3.536)
(3.54а)
(3.546)
(3.55)
(3.56)
х = хт. Эта плоскость разобьет диод на два последовательно соеди-
ненных диода. Для левого диода Г|т играет роль цсг; поэтому, ис-
пользуя (3.58), запишем
___________________________
§ dz// ехр( — i]m) — z) = xm/r.
о
(3.59)
У правого диода роль величины JSe в соответствии с законом
Больцмана играет /5£ехр (—цт), поэтому величину г следует за-
менить на г exp (r|m/2). Как нетрудно видеть, роль величины г]С
играет разность Цс — Ли- Модифицируя (3.57), получаем
Рис. 3.4. Зависимость максимального значения потен-
циальной энергии электрона от потенциальной энергии
электрона У коллектора.
$ dz//T<-)(z) = (d —xm)/[r exp (r|m/2)]. (3.60)
о
Наконец, исключая из (3.59) и (3.60) величину хт, записываем
искомое уравнение для ц,„:
______ Т‘т~~г>С ______________
(d/r) exp(—r|TO/2) = [dz//T(+>(z)]+ $ dz//T<-) (z),
О о
(3.61)
которое позволяет численными методами определить зависимость
Лт Лт (Лс)-
В общем случае плотность тока через вакуумный преобразова-
тель можно выразить соотношением
J = ZsHexp [ — t (лс)], (3.62)
где
( 0, ПсСЛсГ,
t (Лс) = Лт, ЛС1 < Лс ЛС2! (3.63)
( Лс, ЛС2 < Лс-
72
На рис. 3.4 приведена серия зависимостей t = t (т]С) при раз-
личных значениях отношения dlr, которое указывает на увеличение
роли пространственного заряда с ростом dlr. Свяжем рабочее нап-
ряжение V преобразователя с т]С, обратившись к потенциальной
диаграмме электрона (рис. 3.5). Здесь в отличие от рис. 3.3 по-
тенциальная энергия электрона отсчитывается от уровня Ферми
эмиттера. Из рис. 3.5 следует очевидное равенство:
«Ре = — kT Ерс + стрс + eV,
откуда
Е=-Фе—фс + (^Е£/е)цс. (3.64)
Соотношения (3.62) — (3.64)
полностью определяют вольт-
амперную характеристику ва-
куумного преобразователя, ко-
торая при заданных Т Е, фЕ и
Фс зависит от параметра dlr.
Если выразить в (3.51) плот-
ность тока насыщения в ампе-
рах на квадратный сантиметр,
а температуру в тысячах гра-
дусов, то
г = 0,19-10~* (Те/Jse)1'4 см.
При ТЕ = 2000° К и JSE =
Рис. 3.5. Диаграмма потенциальной энер-
гии электрона, отсчитываемой от уровня
Ферми эмиттера.
10 а/см* получаем значение
г порядка 0,13 мкм. Выбрав
d = 1,6 мкм и считая рабочее
напряжение преобразователя
равным контактной разности
потенциалов V = Фе — фс, с помощью рис. 3.4 получим JUSe =
1/6. Таким образом, даже столь малые зазоры не исключают
вредного воздействия пространственного заряда. По этой причи-
не вакуумный преобразователь в настоящее время практического
применения не получил.
§3.5. БЕССТОЛКНОВИТЕЛЬНЫЙ ПЛАЗМЕННЫЙ РЕЖИМ
РАБОТЫ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЯ
Для компенсации пространственного заряда в межэлектродный
зазор вводят пары легко ионизируемых щелочных металлов, глав-
ным образом цезия, энергия ионизации которого Vt = 3,89 эв.
Уже сравнительно небольшие добавки цезия приводят к исчезнове-
нию пространственного заряда в межэлектродном объеме. Для
вольфрамового эмиттера при Т = 2000° К требуется давление це-
зиевого пара в зазоре порядка 6 • 10~3 мм рт. ст. В этом случае
при умеренных зазорах (d < 0,5 мм) можно пренебрегать столк-
новениями.
Анализ бесстолкновительного плазменного режима проведем,
пользуясь уравнением Пуассона:
d2<D/dx2 = 4яе (пе — nt) (3.65)
и системой кинетических уравнений для электронов и ионов [13]—
115]:
dfe kT' £ dt] dfe
дх т dx dvx
dfi kTE dp dft
dvx Al dx dvx
(3.66a)
(3.666)
П
Рис. 3.6. Диаграмма потенциаль-
ной энергии электрона в бесстолк-
новительном режиме.
Граничные условия возьмем из § 3.2, дополнив их условием на ион-
ную функцию распределения:
2.5\,. / М \2 / Alt)2 \ / /'ofeT------------------\
/г((М = —_ + y -^(pc-p)j.
(3.67?
Ограничимся рассмотрением монотонного хода электрического
потенциала, при котором поле ускоряет эмиттируемые электроны;
распределение потенциальной энергии электрона приведено на
рис. 3.6. При этом используем определение величины г (3.51) и
выражение для концентрации электронов (3.50а). Концентрацию
ионов можно получить заменой в (3.506) электронных величин на
соответствующие ионные с учетом смены знака у потенциальной
энергии:
п, = № SEl[eVi(T Е)] \ ехр (т|) (1 + erf V — цс + П ) (3.68)
Проделав необходимые преобразования, вместо (3.65) получим
2 (d2r]/d^2) = —S<-> (—т|) + <хехр т]СS<+> (— т]с + я), (3.69)
щ затем
Г|'2 = Т]'2 (0) -J-Tf-) (—Т|) 4-а ехр (т]С) [Т<+> (—Т|с)
- W>(-nc + n)] = n'2(0) + tf(n,nc,a). (3.70)
Здесь а. = se!Jse) VМ!т называют параметром компенсации.
Из (3.70) следует явная зависимость координаты от потенциальной
74
энергии:
— ^у^т}'2(0) +//(»], г]с, а) , (3.71)
где постоянная т]'2 (0) должна быть определена из соотношения
ПС ________________________
d/r=— dr)/ |Л]'2 (0) + Н (т|> 'Пе а) • (3.72)
о
В условиях работы преобразователя dlr > 10®, т. е. безразмер-
ная ширина зазора весьма велика. Поэтому удовлетворить усло-
вию (3.72) при не слишком большом* |т)С] можно только с помощью
большой подынтегральной функции.
Большому значению подынтегральной функции отвечает малость
знаменателя при минимальном значении функции т]'2 (0) + Н (q,
т]с, а) по переменной т), причем минимальное значение должно быть
положительно и близко к нулю. Условия минимума
дН1дч\ = 0, 0 < (PHldrf < оо (3.73)
определяют некоторое значение т)£, которое, как легко видеть, об-
ращает в нуль правую часть (3.69). Таким образом, при т] = т]е
выполняется условие квазинейтральности.
При убывании т] от нуля до цс в окрестности tj = т)е в равенст-
ве (3.71) происходит очень быстрое изменение g. Другими словами,
в большом интервале изменения g значение г) остается очень близ-
ким к rif. Быстрое изменение г) имеет место лишь в приэлектродных
областях протяженностью порядка rD. Здесь, как'и в равновесном
диоде, электрические поля имеются только в узких приэлектрод-
ных областях.
По существу г]е представляет собой не что иное, как скачок
безразмерной потенциальной энергии у эмиттера, а т|С — *]£ —
скачок у коллектора. Как уже говорилось, г)е определяется из
уравнения (условия квазинейтральности)
S(-> (— q£) — a exp (qc) S<-> (— т)с + q£) = °-
которое можно переписать в виде
(1/а) exp (—2т)£) (1—erf j/ — т]£) == 1 Д-erf ]/—'Пс + 'Пе (3-74)
На рис. 3.7 приведены зависимости г)е = Лн 01с), полученные
при различных значениях а > 1 численным решением (3.74).
Области существования монотонных распределений потенциала
(а также немонотонных) здесь не исследуются. Заметим, однако,
что для построения вольт-амперной характеристики необходимо
* В условиях ТЭП | г|с | порядка нескольких единиц.
75
знать лишь наибольшие значения безразмерной потенциальной
энергии электрона i}me и иона* цт/ в зазоре. При этом плотность
тока через преобразователь выразится соотношением
J Jsn ехр (—— 3SE ехр (—T]mi) =
= /sf[exp (—цте) —а]/т/Л1ехр(—цт;-), (3.75)
Рис. 3.7. Зависимость скачка потенциальной энергии
электрона у эмиттера от потенциальной энергии элек-
трона у коллектора при разных значениях параметра
компенсации.
а рабочее напряжение — выражением (3.64). Например, для распре-
деления потенциальной энергии, изображенного на рис. 3,6, имеем
г\те = 0, т]т/ =—цси, следовательно, J = Jse П—а Ут/М ехр т]С1-
В заключение отметим, что полное исследование бесстолкнови-
тельного режима — довольно сложная задача, которая в настоящее
время полностью еще не решена.
§ 3.6. ДИФФУЗИОННЫЙ РЕЖИМ РАБОТЫ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЯ
Качественная теория. Теоретическое и экспериментальное ис-
следование бесстолкновительного плазменного режима выявило
его недостатки**. В частности, выяснилось, что для преобразова-
теля с эмиттером из тугоплавкого металла (вольфрама, рения)
при разумных рабочих температурах эмиссия электронов недоста-
точна. Требовалось снизить работу выхода эмиттера, что и было
достигнуто использованием адсорбции атомов цезия на поверх-
ности эмиттера. Однако необходимое для этого повышение давле-
ния паров цезия в зазоре привело к возрастанию роли столкновений
частиц в плазме. Как оказалось, в этом случае выполняется нера-
венство l«d, т. е. режим работы — диффузионный [4, 16, 17].
* Наибольшая потенциальная энергия иоиа совпадает с наименьшей
энергией электрона (по абсолютной величине).
** Эти недостатки частично преодолеваются введением в зазор бария
(см. § 4.3).
76
Начнем рассмотрение с диффузионного безразрядного режима,
используя уравнения и граничные условия § 1.2. Отсутствие
источников заряженных частиц и энергии в объеме плазмы позво-
ляет записать уравнения непрерывности для потоков в виде
dje/dx = dji/dx = 0, dqjdx = 0, (3.76)
откуда следует постоянство токов и потоков тепла в зазоре ТЭП.
Исходная система уравнений (3.19) и граничные условия к ней
(3.33)—(3.44) слишком сложны, чтобы можно было получить общее
аналитическое решение. Поэтому ограничимся рассмотрением ос-
новных качественных закономерностей диффузионного режима
ТЭП, используя различные упрощающие предположения. Обычно
пренебрегают зависимостью кинетических коэффициентов от прост-
ранственной (переменной, т. е. некоторым образом усредняют их
по зазору. Помимо этого часто опускают уравнение переноса энер-
гии и граничные условия к нему, полагая электронную и ионную
температуры равными температуре эмиттера.
Воспользовавшись указанными допущениями, дополнительно
предположим температуру коллектора настолько низкой, что эмис-
сией электронов и ионов с его поверхности можно пренебречь:
= = (3.77)
Запишем граничные условия на коллекторе. Из выражений
(3.33)—(3.44) с учетом независимости токов частиц от пространст-
венной переменной и условия (3.77) для положительного коллектор-
ного скачка потенциала (Vc 0) следует:
/е = (1/4) n(d)Fe; /г = (1/4) и (d) ехр ( — eVc/kT) (3.78а)
и для отрицательного коллекторного скачка (Ус с/. 0)
/е-=(1/4) n(d)ve ехр(—eVc/kT)-, jt = (1/4) n(d) vt. (3.786)
В обоих случаях для коллекторного скачка получается выражение
Vc = (kT/e) In [(/е//г) У, (3.79)
где учтено ve/vt = (М/т)1/2.
На эмиттере имеем:
при Ve 0
je^(JsEle) — (1/4) n(0)Feexp(—eVe/AT);l
ii -- (^sE/e) ехр (—eVE/kT) — (1/4) n(0) vit j
а при Ve C 0
/е = (Л£/е)ехр(еИ£Ж) —(1/4) н(0)це; I
— I (u.Ol)
h = {3sEle)—(1/4) п(0)нгехр( — eVE/kT). j
77
Если считать отклонение от термодинамического равновесия в плаз-
ме у эмиттера весьма малым, то возможно дальнейшее упрощение
граничных условий (3.80), (3.81).
В полностью равновесном плазменном диоде отсутствуют пото-
ки электронов и ионов:
je = ii = о.
Комбинируя в этом случае (3.80) или (3.81), получаем равновесные
значения концентрации и приэмиттерного скачка потенциала:
, { JSE^SE -I / М \1/2 оо.
= 4 ^~1/ ; (3'82)
\ е Uf> г Til /
iz йТ , (-1 / т Jse \ kT , оо.
Ver------П I/ ——1=— па. (3.83)
К 2е \У М se) 2е V
При этом односторонние потоки электронов и ионов в плазму опре-
деляются равенствами:
при VE 0
7'+) = (l/4)nRneexp(-eVW^); Л+) = (1/4)илиг, (3.84)
а при VE СО
7'+) = (l/4)/iRFe; 7<-+) = (1/4)нЛ?гехр(еУедЖ)- (3.85)
Проведя преобразования (3.80) и (3.81), основной смысл которых
состоит в разложении гранитных условий в ряд по малым значе-
ниям Ve — VEr и п (0) — iir, получим удобные выражения:
n(0) = nR /1 — — . ----(3.86а)
\ 2 2 /)+) /
Ve = Ver ±-|- • — /—------• (3.866)
2 е ( /(+) ](+> I
Знаки ± в (3.866) соответствуют неравенствам Ver 0 соответ-
ственно.
Из вывода выражений (3.86 а, б) следует, что они справедливы
при 1 с относительной погрешностью порядка (V4) (/е/7Се *)2.
Очевидно также, что близость к равновесию отвечает неравенству
je « . Отклонения от равновесия могут возникать при воз-
растании тока. При этом если эмиттер плохо испускает какие-либо
частицы, так что je — 7(2° или /г ~ 7( + ), то концентрация плазмы
падает. Это, в свою очередь, приводит к возрастанию скачка потен-
циала VЕ- Запишем теперь систему уравнений переноса с учетом
упомянутых допущений:
/ =_£> (*L + _£^LV (3.87)
!е \dx kT )
78
= (3.88)
\dx kT J
Из (3.87), (3.88) следуют соотношения:
— ----Lf±-4-AV (3.89)
dx 2 \De Di /
(3.90)
dx 2e \De Di J
Интегрирование (3.89) приводит к линейной зависимости кон-
центрации плазмы от пространственной переменной:
п(х) = п(0)-±^ + ^-)х, (3.91)
откуда
n(0)-n(d)=l(i + i)d. (3.92)
2 \ De D[ /
Подставляя в (3.92) значение концентрации п (0) из граничного
условия (3.86а) и пренебрегая малой концентрацией п (d), полу-
чаем соотношение между ионным и электронным токами:
/ nD d \ / nD d \
2"₽=и^+кИ + +з;рг’
или после упрощений с использованием (3.84) для Ver 0
2D п„
е К
d
4 р
— — ехр I----
3 d \ kT
4_
3
и соответственно
2D п„
е К
d
1е , , \ . , Г 4 Ц /
Л + 1 b + . ехр
d ' 13d \
dVER \1
kT /]
De
Di
(3.94)
для Ver 0 (cm. 3.85).
Выражения (3.93), (3.94) показывают, что с ростом электронного
потока падает ионный. Однако ионный поток ограничен снизу'
условием 0 !см. (3.87 а, б)], которое приводит к ограничению
на электронный поток насыщения:
jeS =
2De nR
2DenR
/ eVER \ 1
\ kT ! J ’
Ver
Ver
0;
<0.
(3.95)
Ограничение снизу на электронный поток je 0 приводит
к ограничению сверху на ионный jt jls, где, как следует из
79
(3.93), (3.94),
its =
— i‘s
Ре'1+1Д’
3 d
Dj_________ieS_______
De 1 +~3
Ver 0;
Ver 0.
(3.96)
С помощью (3.95), (3.96) приведем (3.93), (3.94) к единообразному
виду:
ji = lis (I - (/ЛЛ. (3.97)
Рассмотрим вольт-амперную характеристику термоэмиссионного
преобразователя в диффузионном безразрядном режиме. Рабочее
напряжение преобразователя равно контактной разности потенциа-
лов Аф = ф£ — фс минус разность потенциалов на межэлектрод-
ном зазоре (см. рис. 3.5), которая в данном случае складывается
из разности потенциалов на плазме Рпл и приэлектродных скачков
потенциала Ve и Vc'-
U = АФ - VE - Рпп - Vc. (3.98)
Здесь Vc определяется по (3.79), a Ve — по (3.866). Вклад в Vе,
связанный с токами (см. 3.86 б) порядка kTHe, составляет обычно
не более 0,1 в.
Для учета падения напряжения на плазме следует проинтегри-
ровать выражение (3.90):
(7nJ1 = <D(d)-<D(0)==<D(d) =
= _ С _Ё±_. (3.99)
е \.De Dt / J п (х)
о
Не проводя вычислений в (3.99), укажем лишь порядок величины
^пл~Ше.
Интересуясь в основном качественными оценками, опустим сла-
гаемые, имеющие порядок kTle:
f/ = AT—— In {l/"- А....................- —1. (3.100)
е (Р М hs Р (VW1 J
Равенство (3.100) вместе с выражением для плотности электри-
ческого тока J
J = eQe~ji), (3.101)
и соотношение (3.97)* в параметрической форме определяют иско-
мую вольт-амперную характеристику.
* Электронная составляющая тока, как и ранее, считается положитель-
ной.
80
На рис. 3.8 приведена типичная вольт-амперная характеристика.
Наличие участка насыщения с плотностью электрического тока на-
сыщения ejeS, меньшей плотности тока эмиссии JSe, — характер-
ная черта диффузионного безразрядного режима. Это явление обу-
словлено ростом коллекторного скачка потенциала, уменьшающего
рабочее напряжение V.
Соотношение (3.100) может быть представлено в несколько иной
форме. Запишем эмиттерный скачок потенциала в следующем виде:
Ver = <р£ — Ц, (3.102)
где ц — так называемый химический потенциал плазмы,
р = (1/е) {kT In [2 (2nm//i2)»]—In {nkT) + (5/2) kT InkT}. (3.103)
Используя (3.102), равенство (3.100) преобразуем к виду
V = р—фс-------1п 1 /------:—... . . (3.104)
е 1|/ м JiS(l -/e'ks)} v ’
Анализируя зависимости (3.104)
и (3.95), рассмотрим трансформа-
цию вольт-амперной характеристи-
ки с изменением ф£*. С умень-
шением ф£ уменьшается Ver и в
соответствии с (3.95) растет /es; при
прохождении Ver через нуль рост je
прекращается. По этой причине мак-
симальная мощность достигается при
Ver х 0, или ф£ р, что соответ-
ствует скомпенсированному режиму
а « 1. Для грубых оценок можно за
плотность тока преобразователя при-
нять ejeS, а за рабочее напряжение —
Дф.
Результаты расчетов диффузионного безразрядного режима.
Рассмотрим отдельные результаты численных расчетов, позволя-
ющие более подробно судить о состоянии плазмы в зазоре ТЭП,
а также о справедливости допущений, сделанных в первой части
настоящего параграфа. При проведении расчетов были использованы
уравнения переноса (3.19) и граничные условия (3.33)—(3.44).
На рис. 3.9 приведено семейство вольт-амперных характеристик,
параметр семейства — работа выхода эмиттера. В соответствии с ре-
зультатами качественного рассмотрения с уменьшением ф£ проис-
ходит рост плотности тока насыщения ejs, который прекращается
при обращении Ver в нуль. Дальнейшее уменьшение ф£ при-
водит лишь к падению рабочего напряжения (кривая 5 на рис. 3.9).
* Напомним, что в реальных ТЭП работа выхода эмиттера зависит от
его температуры и давления паров цезия и, следовательно, не может меняться
независимо от этих параметров.
81
Рис. 3.9. Семейство вольт-
амперных характеристик в диф-
фузионном режиме при следую-
щих значениях параметров:
П? = 200(Г К; 7с=1000э К, р
= 1 мм рт. ст., d = 0,5 мм. (Гс~
«1,8 в; /— <Р£=3,3 в, 2—
=-3,2 в, 3 — ф£ =3,0 в; 4—- ф£
— 2,95 в, 5 —ф£,=2,4 в.
Рис. 3.10. Зависимости рабоче-
го напряжения U, эмиттерного
и коллекторного скачков Ve,
Vg, разности потенциалов на
плазме Ф(<7) от плотности
электрического тока J через пре-
образователь, соответствующие
кривой 5 на рис. 3.9.
Рис. 3.11. Зависимости рабо-
чего напряжения U, эмиттерно-
го и коллекторного скачков Vf.
Vc, разности потенциалов на
плазме Ф(^) от плотности то-
ка / через преобразователь.
Наибольшая выходная мощность достигается на кривой 4 (см.
рис. 3.9), для которой выполнено условие компенсации: Ver ~ О,
или а « 1, или q>£ « р. Кривые 1 и 5 (см. рис. 3.9) относятся
к двум крайним случаям диффузионного режима — сильно пере-
компенсированному и сильно недокомпенсированному соответст-
венно. На рис. 3.10 и 3.11 эти кривые приведены вместе со значе-
ниями приэлектродных скачков и потенциалов на зазоре Ф (d).
Рис. 3.12. Распределение пара-
метров плазмы по межэлек-
тродному зазору: профили кон-
центрации заряженных частиц
(а); профили электрического
потенциала (б); профили тем-
ператур для отдельных точек
вольт-амперной характеристики
рис. ЗЛО (в).
Для отдельных точек вольт-амперной характеристики (см.
рис. 3.10) изображены семейства распределений концентрации,
потенциала, температуры (рис. 3.12, а, б, в) и соответственно для
вольт-амперной характеристики рис. 3.11 приведены аналогичные
семейства на рис. 3.13, а, б, в. Как видно из рисунков, с ростом тока
распределения физических величин в зазоре претерпевают харак-
терные изменения. Электрический потенциал трансформируется
83
примерно одинаково (см. рис. 3.12,6, 3.13, б) в случаях пере-
и недокомпенсации, тогда как распределения концентрации и тем-
пературы видоизменяются по-разному. Так, в недокомпенсирован-
ном режиме рост температуры электронного газа с ростом
плотности тока происходит в основном вблизи коллектора
(см. рис. 3.12, в), при этом в зазоре растет концентрация электронов
(см. рис. 3.12, а). В перекомпенсированном режиме разогрев начи-
Рис. 3.13. Распределение пара-
метров плазмы по межэлектрод-
ному зазору: профили концен-
трации заряженных частиц (а):
профили электрического потен-
циала (б); профили температур
(в) для отдельных точек
вольт-амперной характеристики
рис. 3.11.
нается в области у эмиттера и лишь затем происходит более сильный
разогрев у коллектора (см. рис. 3.13, в). При этом концентрация
электронов в межэлектродном зазоре падает. Эти примеры пока-
зывают, что удельные мощности диффузионного режима при ука-
занных параметрах невелики (не превосходят нескольких вт-см2).
Это связано с явлением насыщения тока, которое вызвано недостат-
ком ионов в зазоре ТЭП. Выход из этого затруднения дает дуговой
режим работы преобразователя, при котором образование ионов
происходит в самом зазоре и явление запирания тока приколлек-
торным барьером отсутствует. При изучении дугового режима вы-
являются также рамки существования диффузионного режима.
84
Как показывает более детальное сравнение численных расчетов
и приближенной теории диффузионного режима, изложенной в на-
чале параграфа, последняя, несмотря на очевидную грубость исход-
ных предположений, дает качественно правильную вольт-ампер-
ную характеристику. Однако состояние плазмы в зазоре, особенно
распределение температуры, весьма далеко от используемого в ка-
чественной теории. Это указывает на то обстоятельство, что вольт-
амперная характеристика в диффузионном режиме не очень чувст-
вительна к деталям физического состояния плазмы в зазоре.
§ 3.7. ОБРАЗОВАНИЕ ИОНОВ В МЕЖЭЛЕКТРОДНОМ
ПРОСТРАНСТВЕ ТЭП
Ионизация атомов цезия в условиях термоэмиссионного преоб-
разователя происходит постепенным переходом атомных электро-
нов с одного энергетического уровня на другой вследствие неупру-
гих ударов свободных электронов. При этом если в результате удара
атомный электрон переходит на более высокий энергетический уро-
вень, то такой удар называют неупругим ударом первого рода. Если
же в результате столкновения атомный электрон переходит на бо-
лее низкий энергетический уровень, а свободный электрон получает
добавочную кинетическую энергию, то столкновение называют
неупругим ударом второго рода. Ионизация, при которой атом те-
ряет электрон после многочисленных ударов первого и второго
рода, называют ступенчатой.
Одновременно с ионизацией всегда имеет место обратный про-
цесс — рекомбинация, при которой ион захватывает пролетающий
электрон. Для того чтобы захват действительно произошел, элект-
рон должен отдать избыточную энергию. Лишняя энергия может
быть отдана в виде квантов электромагнитного излучения (света).
Такой процесс характерен для очень разреженных плазм, когда
другие способы передачи энергии затруднены. Для ТЭП он
не типичен. В более плотных плазмах избыточная энергия, как
правило, передается третьей частице, которая может быть нейт-
ральной или заряженной. Такая рекомбинация называется трех-
частичной. Как известно, силы взаимодействия заряженных частиц
весьма медленно убывают с ростом расстояния. Отсюда несложно
заключить, что трехчастичная рекомбинация, когда одна из трех
частиц нейтральная, существенна лишь для очень слабоионизи-
рованных плазм. В условиях ТЭП главную роль играет трехчас-
тичная рекомбинация, когда избыток энергии передается заря-
женной частице. Конечно, эта третья частица — электрон, ибо,
как известно, электрон с ионом очень слабо обмениваются энергией.
Попытаемся количественно оценить скорость ионизации и ре-
комбинации заряженных частиц [18—21]. Скорость ионизации нейт-
ральных атомов, очевидно, пропорциональна концентрации нейт-
ральных атомов па и числу столкновений отдельного атома с элект-
ронами, которое, в свою очередь, пропорционально концентрации
85
электронов пе. Введя коэффициент ионизации ри, запишем скорость
образования ионов без учета рекомбинации:
dnjdt = рипопе. (3.105)
Учтем в (3.105) рекомбинационные процессы. Для этого необ-
ходимо определить число ионов, рекомбинирующих в единице объе-
ма за единицу времени. Очевидно, число актов рекомбинации про-
порционально числу тройных столкновений двух электронов и ио-
на, которое, в свою очередь, пропорционально произведению
квадрата электронной концентрации на ионную концентрацию.
Введем коэффициент пропорциональности b — константу скорости
рекомбинации и учтем рекомбинацию в (3.105), тогда
dnjdt = РИпапе — Ьп^еЩ. (3.106)
Часто вводят коэффициент рекомбинации ар, определяя его
равенством ар = Ьпе. Для наших целей удобнее пользоваться кон-
стантой скорости рекомбинации Ь.
Назовем правую часть (3.106) функцией генерации ионов и
обозначим ее Г:
Г = f>anane — bn2eni. (3.107)
Поскольку в плазме выполнено условие квазинейтральности
пе ж nit то (3.107) можно переписать в виде
Г = $ипап — Ьп3- (3.108)
В случае теплового равновесия ионизация и рекомбинация
должны уравновешивать друг друга, при этом концентрация заря-
женных частиц nR определяется формулой Саха:
«я = [«0 (Злт/гТ/Л2)3/2]1/2 ехр (— eVt/2kT). (3.108а)
Таким образом, в случае равновесия
Г = 0 = fiBnanR — bn Д, (3.109)
отсюда следует соотношение между коэффициентом ионизации
и константой скорости рекомбинации Ь:
Ь-^Ып1. (3.110)
С учетом (3.110) соотношение (3.108) запишем в виде
Г = ₽Лп(1-п2/пД). (3.111)
Теперь следует оценить величину ри. Проще, однако, оценить
константу скорости рекомбинации b и воспользоваться выраже-
нием (3.110). Предположим, что электрон может быть захвачен
ионом цезия на замкнутую орбиту и рекомбинировать, если он про-
летает мимо иона на таком прицельном расстоянии г0, что потенци-
альная энергия кулоновского притяжения к иону больше средней
кинетической энергии (3/2) kTe. Прицельное расстояние, следова-
тельно, не должно превышать радиус взаимодействия заряженных
86
частиц. Число таких столкновений jVCT в единице объема за единицу
времени равно произведению потока электронов neve на эффектив-
ное сечение такого взаимодействия лг20 и на число ионов в единице
объема:
WCT--/1е ЦДТГО nt.
(3.112)
Но для захвата необходимо, чтобы, пролетая мимо иона, т. е. на
пути порядка г0, электрон вступил во взаимодействие с другим
электроном, которому могла бы быть передана выделяющаяся при
захвате потенциальная энергия. Оценим долю таких явлений. Сум-
марный путь, проходимый электронами (в единице объема за еди-
ницу времени), в течение столкновений с ионами равен r0NCT.
Длина свободного пробега электронов при столкновении друг с дру-
гом порядка I 1/(нелг02). Таким образом, на этом суммарном пути
произойдет r0NCT/l = nr03neNCT столкновений с электронами, т. е.
число тройных столкновений, приводящих к рекомбинации,
-93 2.
JVpeK = Пе Ve ЛГ0 ЛГ0 «е = Ьпе tlt, (3. 113)
откуда
, 26лУ2я
О — -------
З5
eio
/П1/2 (feT)9/2
(3.114)
Оказывается, что более строгие расчеты дают результат, весьма
близкий к (3.114). Приведем формулу (3.111) к виду
Г = Маф(Ш«[1-«2/4 (3.115)
где аэф (Те) = bnRl(vetia) — (n2n2Rlna) (2e2/3kTy° имеет очевидный
смысл некоторого сечения ионизации атома цезия из основного
состояния. При выводе функции генерации ионов неявно предпо-
лагалось, что состояние плазмы близко к равновесному.
§ 3.8. качественная теория дугового режима
РАБОТЫ ТЭП*
Экспериментальное и теоретическое исследования состояния
плазмы в ТЭП [22—26] позволили выяснить характер распределе-
ния физических параметров в межэлектродном пространстве. В част-
ности, оказалось, что в развитом дуговом разряде распределение по-
тенциала и концентрации плазмы имеют точки экстремума (рис. 3.14).
Потенциальная энергия электрона имеет минимум, а концентрация
плазмы — максимум. Наличие экстремумов связано с избыточной
генерацией ионов в межэлектродном промежутке. Для того чтобы
обеспечить сброс излишних ионов на эмиттер и коллектор, потен-
циальная энергия и концентрация принимают характерный немо-
* Результаты данного параграфа получены совместно с В. Ю. Корбут.
87
нотонный вид (см. рис. 3.14). Скачки потенциала при электродах
таковы, что препятствуют выходу электронов из плазмы и способ-
ствуют выходу ионов.
Эти сведения весьма полезны для упрощения качественного ана-
лиза работы ТЭП в дуговом режиме. Как и при рассмотрении диффу-
зионного безразрядного режима, воспользуемся уравнениями пере-
носа типа (3.87), (3.88), которые с учетом различия температур ионов
и электронов имеют вид:
; - Dp( — +—(3.116)
le е \dx kTe) 1 '
;.= ^D (3.117)
!l 4 dx kTi I
Предположим, как и ра-
нее, независимость темпера-
тур электронов и ионов от
пространственной перемен-
ной. Это обстоятельство поз-
волит исключить из рассмот-
рения уравнения переноса
энергии. Запишем уравнения
непрерывности для потоков
частиц и потока энергии:
djt/dx = djeldx — Г; dqjdx ~
е (Vi + Ф (х)) = Г, (3.118)
Рис. 3.14. Типичные распределения кон- где фуНКЦИЯ Генерации ЗЭ-
центрации и электрического потенциала ? л _
по зазору в развитом дуговом режиме. рЯЖСННЫХ ЧЗСТИЦ ОПреДСЛЯСТ-
ся (3.115). Берем граничные
условия (3.33), (3.34) для потоков частиц. Имеем на эмиттере при
Ve > 0:
je0 = (JsEle) — (1/4)п(0)цеехр(— eVElkTey, (3.119)
/,0 = UsEle) ехр (— eVE/kTe)~ (1/4) п (0) F;; (3.120)
на коллекторе при Vc < 0
ied= (l/4)«(d)neexp(—еКс//гТе); (3.121)
/щ= (l/4)n(d)^. (3.122)
Как упоминалось, уравнение переноса энергии опущено, однако
теперь (в отличие от § 3.6) электронную температуру отличаем от
ионной и от температуры эмиттера. Для определения электронной
температуры выведем уравнение баланса энергии электронов. Про-
интегрируем уравнение непрерывности потока энергии (3.115)
по межэлектродному зазору:
</ d
dqe = § e[Vt 4-Ф (х)] Г dx. (3.123)
о о
88
Учитывая, что обычно eVt » еФ (х), * и используя первое из
уравнений (3.115), перепишем (3.123) в виде
d
Qed — tleo^^i $ dj^^eVidid — iio), (3.124)
о
или, раскрывая с помощью (3.33), (3.34) граничные потоки энер-
гии qed, qe0,
(JEs/e) (2kTe — 2kTe) 4~ je0 (2kTe -reV i:) —
— led [2!гТк-~еУс---еФ (d)J = eVt (jtd—//0). (3.125)
Определим разностный поток частиц j соотношением
/ = /е-Л. (3.126)
Как видно из (3.115), имеет место равенство
dj/dx = (djjdx) — (dji/dx) = О,
откуда следует, что ток частиц / не зависит от пространственной
переменной. Теперь, исключив из (3.116) и (3.117) напряженность
электрического поля и использовав (3.126), запишем уравнение:
— . -i + ii л_(3.127)
dx ( Те +- Г,- De Те+ Ti Di I '
Далее, продифференцировав (3.126) с учетом определения функции
генерации заряженных частиц и неравенства De Dt, получим
. основное уравнение:
d2n/dx2 = — (1/L2) п [1 — (м2/пД)1, (3.128)
в котором введено обозначение
£-2=^^.-^цаоэфЬе. (3'129)
Величина L, имеющая размерность длины, носит название длина
ионизации. Соотношение ионизационной длины L и межэлект-
родного расстояния d позволяет классифицировать режимы рабо-
ты ТЭП. В случае очень больших ионизационных длин, т. е.
при L » d, правая часть (3.128) очень мала и drnMx- 0. При
этом концентрация электронов — линейная функция (3.91), что
соответствует случаю диффузионного безразрядного режима. Про-
цессы ионизации и рекомбинации в объеме здесь не существенны.
В обратном предельном случае £«4(имеет место разрядный, или
дуговой, режим.
Для удобства введем новые переменные у и £ с помощью соотно-
шений
п = nRy, х = ££ (3.130)
* Потенциал Ф имеет порядок долей вольта, тогда как для цезия V,- =
=3,89 в, откуда и следует приведенное в тексте неравенство.
89
и перепишем (3.128) в виде
d2yld^ = —у (1 — у2).
(3.131)
Предположим далее, что скачок потенциала у эмиттера Ve доста-
точно большой: eVе » kT Е. В действительности в развитом дуго-
вом режиме так и есть, поскольку обычно Vgale, akTEle-^
л 0,2 в. Это обстоятельство позволяет записать (3.130) в виде,
подобном (3.122):
Ло = — (1/4) л (0) Vf.
(3.132)
Выражения (3.122), (3.132) совместно с соотношением (3.127), взя-
том при х = 0 и х = d, составляют полный набор граничных усло-
вий для (3.131). В переменных (3.130) имеем
J-I -= —&+Rgy(g)<
(3.133)
где
g=o, у, h=-dm
Te v-
p =____e— .
" Tt + Te Wi ’
6 .. Tl . -p±—
Te+Ti DcnR
(3.134)
Задавшись некоторыми значениями тока частиц /, электронной
и ионной температур Те, Т(, в принципе можно решить (3.131)
совместно с (3.133) и получить граничные значения потока di0 и
jtd. Соотношение (3.126) позволяет определить граничные значения
электронного потока /(0, jed, а (3.119) и соответственно (3.121),
(3.122) — приэлектродные скачки потенциала:
__ feTg ]n (JS£/e)~/e0 .
е 1
— nR ve у (0)
е \ V м Ш)
(3.135)
(3.136)
Распределение потенциала, в плазме Ф (х) найдем, выражая
d<V>idx = —Е из (3.116) и интегрируя от х = 0 до х. С учетом (3.126)
и неравенства /г « je получим*:
ЪТ
Ф(х) = -^ In
е
П (X) i с
п (d) De J
dx
п
(3.137)
В (3.137) учтено, что по определению Ф (0) = 0.
90
в частности,
]п У
z/(0)
JL
у (I)

(3.138)
Рабочее напряжение преобразователя с помощью (3.135), (3.136),
(3.138) определяется равенством
и-=Ц)Е — фс — VE~Vc—Ф(й). (3.139)
Таким образом, остались неопределенными электронная и ион-
ная температуры. Ионная температура совпадает с температурой
нейтральных атомов цезия и, строго говоря, зависит от координаты
х или Для простоты предположим Тt не зависящей от координаты
и будем считать ее равной некоторому среднему значению, например
положим Tt = {ТЕ + ТсУЪ- Электронная температура должна
быть определена из уравнения баланса энергии (3.125). Таким об-
разом, задаваясь значением разностного потока частиц /, можно
вычислить все необходимые величины.
Приступим теперь к решению (3.131). Можно понизить порядок
(3.131):
(у'У = (1/2) Q/2 - I)2 + с. (3.140)
Согласно экспериментальным данным (см. рис. 3.14) распределение
концентрации имеет максимальное значение пт в некоторой точке
хт, которой соответствует = xm!L. В этой точке у' = 0, ут =
= nmlnR, и поэтому из (3.140) находим с = —(у„ —1)2/2. Таким
образом:
dyldl=- )/(1/2) (z/A—z/2) (2—z/A—z/2), OCSCU; (3.141)
-Г(1/2)(уА-у2)(2-уД-у2), (3.142)
Разделяя переменные в (3.141), (3.142) и интегрируя, записываем
U = d/L = /2 {G [у (0)] +G [у О). (3.143)
где использовано обозначение
G(0= Г - ----- (3.144)
j V (ут— у) (2 — Ут — У~)
t
Дуговой режим работы ТЭП характеризуется неравенством L « d,
т. е. » 1. Следовательно, интегралы в (3.143) должны быть
велики. Как видно из (3.141), (3.142), у ут 1 (в противном
случае dyldt становится мнимой); таким образом, пределы интег-
рирования ут, г/(0), у (gd) не превосходят единицы и интеграл
(3.144) становится большим лишь при большой величине подын-
тегрального выражения. Последнее возможно при ут 1.
91
Интеграл (3.144) можно свести к эллиптическому интегралу пер-
вого рода и воспользоваться асимптотическим разложением при
ут-+ 1. Минуя эти выкладки, запишем окончательный результат
для (3.143) в преобразованном виде:
1—4]/1 ~ У <°) 1 -У (id)
V i+i/(0)’l+//O
ехр (— d! У 2 L)
(3.145)
Чтобы определить граничные значения концентрации или, что то
же самое, у (0) и у (|d), нет надобности в полном решении у у (I).
.. к , / dy \ , 1 — у2 (0)
Используя близость у,,, ^ 1, приравняем — |g = 0 = --------
k di I |Z 2
из (3.141) значению производной согласно (3.133):
- б+^о//(0)-[1-^(0)/! 2]. (3.146)
Соответственно для | - t(Z имеем
-б-/?0 у (У [1- г/2 (У ]/ L 2. (3.147)
Квадратные уравнения* (3.146) и (3.147) позволяют найти гранич-
ные значения безразмерной концентрации при заданной темпера-
туре Те, которые с помощью (3.122), (3.132), (3.136) дают в соответ-
ствии с (3.135), (3.136) значения приэлектродных скачков Ve, Ve-
il соотношении (3.138) с помощью (3.141), (3.142) можно заме-
нить переменную интегрирования на у и свести появляющиеся
интегралы к эллиптическим интегралам. Асимптотическое разложе-
ние интегралов при ут ->- 1 дает
ф М) -= кЛ I In -^- +
е ( у(0)
+ 3 /2----£— [—/- -ЬIn ^1+у^0)^1 +y.(Sd))1| _ (3.148)
nR ve 1е [у 21. 4(/(0)y(gd) Jj
Таким образом, задаваясь некоторым значением электронной темпе-
ратуры, можно определить все интересующие величины. Для на-
хождения Те следует воспользоваться (3.125), выразив предвари-
тельно все величины через Те. Получающееся трансцендентное
уравнение с одним неизвестным легко решается численно.
На рис. 3.15 (кривая /) приведена вольт-амперная характеристи-
ка преобразователя в разрядном режиме, полученная приведенным
выше способом. В отличие от диффузионного режима в разрядном
плотность электрического тока через преобразователь значительно
больше. С уменьшением рабочих напряжений U плотность тока
медленно возрастает и даже превосходит Jse вследствие вклада
ионов в полную плотность тока. Однако экспериментальные данные
* При решении (3.146) и (3.147) следует брать положительные корни.
92
(кривая 3) указывают на более быстрый рост тока с уменьшением
напряжения. При этом плотность тока короткого замыкания
{U = 0) значительно превосходит ричардсоновскую* плотность
тока (иногда более чем на порядок). По-видимому, такое явление
объясняется влиянием эффекта Шоттки. Для учета этого эффекта
следует оценить электрическое поле
вблизи эмиттера и ввести поправку
согласно (1.3). Проще всего это сде-
лать, исходя из теории размерностей.
По порядку величины электрическое
Рис. 3.15. Вольт-амперные ха-
рактеристики (Гя=2030° К, Тс =
= 1050° К, р=7,5 мм рт. ст.,
d=0,127 мм, эмиттер вольфра-
мовый):
1 — расчетная без учета эф-
фекта Шоттки-, 2 — расчетная
с приближенным учетом эф-
фекта Шоттки: 3 — экспери-
ментальная (27].
Рис. зле. Вольт-амперные харак-
теристики для Te=22OQ° К:
Тс=1000°К. р=6,5 мм рт. ст., Ф£=
= 3,4 в, ц>с = 1,& в, d = 0,325 мм (а)
н 7'£=1900°К, Тс - woo0 К, р-
= 6,5 ММ рт. СТ., ф£==3,4 в, ф£=
1,8 в, d=0,325 мм (б).
поле Ео у поверхности эмиттера равно отношению приэмиттер-
ного скачка потенциала Ve к дебаевской длине rD, следовательно,
До = cVE!rD,
(3.149)
где с — безразмерная величина порядка единицы. Согласно (1.3)
и (3.149)
ток эмиссии следует увеличить в ехр

* Здесь подразумевается плотность тока Ричардсона, измеренная при
нулевом поле вблизи поверхности эмиттера.
93
раз и на величину (всУв/гвУ12 уменьшить эффективную работу
выхода эмиттера в (3.139). Численный расчет при с = 2 дает более
близкую к эксперименту кривую 2 (см. рис. 3.15) вместо кривой 1.
Использованные упрощающие предположения, а именно: асимпто-
тическое разложение по ут -+ 1 или, что то же самое, по dlL-+ оо,
не позволяют проследить развитие дугового режима при уменьше-
нии рабочего напряжения от значения электродвижущей силы до
нуля. Однако не представляет особого труда при помощи ЭВМ
Рис. 3.17. Профили концентраций для
точек 1 и 2 вольт-амперной характе-
ристики, изображенной на рис. 3.16,
кривая б.
разрешить уравнение (3.131)
совместно с (3.124) и краевыми
условиями для потоков элект-
ронов и ионов (3.33), (3.34). На
рис. 3.16 приведены вольт-
амперные характеристики без
учета эффекта Шоттки двух
типов: с монотонной и немоно-
тонной зависимостями плот-
Рис. 3.18. Профили потенциала для
точек f и 2 вольт-амперной характе-
ристики, изображенной на рис. 3.16,
кривая б.
ности тока от напряжения. Расчет показывает, что при малых плот-
ностях токов и больших напряжениях режим работы преобразова-
теля безразрядный, а в области больших токов при U « 0 ярко выра-
женный разрядный; электронная температура достаточно высока —
около 3000° К. Во всем объеме плазмы, за исключением узких при-
электродных областей порядка L, генерация уравновешивается ре-
комбинацией и Г = 0, а концентрация электронов подчиняется фор-
муле Саха (3.108а). Распределения концентрации и потенциала не
монотонны, подобно изображенным на рис. 3.14. При этом эмит-
тер ный скачок потенциала ускоряет электроны, а коллекторный
тормозит.
Переход из области развитого дугового режима в область диф-
фузионного режима и наоборот происходит различным образом
в зависимости от значения температуры эмиттера. При относитель-
но высоких температурах эмиттера имеет место монотонный ход
вольт-амперной характеристики (см. рис. 3.16, кривая а), в про-
тивоположном случае — немонотонный (см. рис. 3.16, кривая б).
Участок вольт-амперной характеристики на рис. 3.16, кривая б,
94
изображенный пунктиром, — так называемая область отрицатель-
ного сопротивления, которая обычно не достигается, поскольку
разряд здесь неустойчив. Область отрицательного сопротивления
может быть достигнута (не всегда) лишь с помощью специальной
стабилизации*.
На рис. 3.17, 3.18 приведены расчетные профили концентрации
и потенциала соответственно для точек 1 и 2 вольт-амперной ха-
рактеристики, изображенной на рис. 3.16, кривая б. Эти профили
имеют немонотонный вид, характерный для дугового режима;
линейные участки на рис. 3.17, 3.18 относятся к областям плазмы
с равновесной ионизацией.
Более точные расчеты с применением полной системы уравнений
переноса (3.19) и граничных условий (3.33), (3.34) показывают,
что вольт-амперные характеристики имеют вид — в отличие от изо-
браженных на рис. 3.16, кривые а, б — более близкий к линей-
ному. В области малых плотностей токов распределения концентра-
ций, температур и потенциалов весьма сходны с изображенными на
рис. 3.12, 3.13, при этом роль ионизационных процессов в объеме
незначительна и, таким образом, режим — диффузионный. В об-
ласти больших плотностей токов режим дуговой; при заметной сте-
пени ионизации на профилях концентрации и потенциала появля-
ются линейные участки, подобные изображенным на рис. 3.17, 3.18.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Брагинский С. К. Явления переноса в плазме. — В кн.: Вопросы теории
плазмы. Вып. 3. Под ред. акад. М. А. Леонтовича. М., Атомиздат, с. 183.
2. Брагинский С. И. Явления переноса в полностью ионизованной двух-
температурной плазме. — «Ж- эксперим. и теор. физ.», 1957, т. 33,
вып. 2 (8), с. 459.
3. Жданов В., Каган Ю., Сазыкин А. Влияние вязкого переноса импульса
на диффузию в газовой смеси. — «Ж- экспер. и теор. физ.», 1962, т. 42,
вып. 3, с. 857.
4. Плазменное термоэмисснонное преобразование энергии. (Авт. И. П. Ста-
ханов, А. С. Степанов, В. П. Пащенко, Ю. К- Гуськов.) М., Атомиздат,
1968, с. 392.
5. Чепмен С., Каулинг Т. Математическая теория неоднородных газов. Пер.
с англ. М., Изд-во иностр, лит., 1960, с. 510. Вспом. указатели: с. 127.
6. Стаханов И. П., Степанов А. С. Уравнения переноса для трехкомпонентной
плазмы в магнитном поле. — «Ж. техн, физ.», 1964, т. 34, вып. 3, с. 399.
7. Настоящий А. Ф., Пузиков Л. Д. Уравнения тепло- и электропроводности
для частично ионизованного газа. — «Ж. прикл. механ. и техн, физ.»,
1962, № 5, с. 52.
8. Настоящий А. Ф. Физика плазменных термоэлементов. — «Теплофиз.
высоких температур», 1964, т. 2, № 6, с. 927.
9. Маев С. А. и др. Оптимальные режимы термоэмиссионных преобразо-
вателей при произвольном числе соударений I, II. —«Ж- техн, физ.»,
1967, т. 37, вып. 6, с. 1079—1089, 1090—1104.
* Здесь
ного катода
не затрагиваются такие явления, как возникновение виртуаль-
и образование плазменного шнура (см. [23]).
95
10. Ансельм А. И. Термоэлектронный вакуумный термоэлемент. М., Изд-во
АН СССР, 1951, с. 14.
11. Иоффе А. Ф. Полупроводниковые термоэлементы. М.—Л., Изд-во
АН СССР, 1960, с. 188. Вспом. указатели: с. 163.
12. Добрецов Л. И. Термоэмиссионные преобразователи тепловой энергии
в электрическую. — «Ж- техн, физ.», 1960, т. 30, вып. 4, с. 365.
13. Каганов М. И., Кучеров Р. Я., Рикенглаз Л. Э. К кинетической тео-
рии плазменного термоэлемента низкого давления. —«Ж- техн, физ.»,
1961, т. 31, вып. 5, с. 588.
14. Кучеров Р. Я-, Рикенглаз Л. Э. Кинетическая теория диода, заполнен-
ного разреженной плазмой. —«Ж- техн, физ.», 1962, т. 32, вып. 10,
с. 1275.
15. Кучеров Р. Я., Шуаидер Ю. А. Слабоионизированная разреженная плаз-
ма в плоском диоде. —«Ж- техн, физ.», 1964, т. 34, вып. 1, с. 66.
16. Мойжес Б. Я., Пикус Г. Е. К теории плазменного термоэлемента. —
«Физ. тверд, тела», 1960, т. 2, вып. 4, с. 765.
17. Настоящий А. Ф. Приближенная диффузионная теория термоэмисси-
онных преобразователей. — Препринт ИАЭ им. И. В. Курчатова
(ИАЭ—1160) М., 1966, с. 3.
18. Зельдович Я- Б., Райзер Ю. П. Физика ударных воли и высокотемпера-
турных гидродинамических явлений. М., «Наука», 1966, с. 686. Вспом.
указатели: с. 345.
19. Бакшт Ф. Г., Мойжес Б. Я-, Немчинский В. А. Ионизация в плазме. —
«Ж. техн, физ.», 1968, т. 38, вып. 10, с. 1731.
20. Сонин Э. Б. Скорость генерации ионов и распределение атомов по воз-
бужденным уровням в слабоионизированиой плазме. — «Ж- техн, физ.»,
1967, т. 37, вып. 10, с. 1840.
21. Веселовский И. С. Коэффициент электронной рекомбинации в плазме
при тройном столкновении. — «Ж- техн, физ.», 1969, т. 39, вып. 2,
с. 271.
22. Бакшт Ф. Г. и др. Низковольтная дуга в термоэмиссионных преобразо-
вателях. Сравнение с экспериментом. — «Ж- техн, физ.», 1967, т. 38,
вып. 7, с. 1075.
23. Дюжев Г. А. и др. Некоторые особенности вольт-амперных характеристик
термоэмиссионных преобразователей в дуговом режиме. — «Ж- техн,
физ.», 1967, т. 37, вып. 10, с. 1825.
24. Белоконь Г. А., Сонин Э. Б. К теории низковольтной дуги в термоэмис-
сионном преобразователе. — «Ж- техн, физ.», 1969, т. 39, вып. 11,
с. 2105.
25. Стаханов И. П., Касиков И. И. О вольт-амперных характеристиках
низковольтного дугового разряда. — «Ж. техн, физ.», 1969, т. 39,
вып. 8, с. 1496.
26. Wilkins D. R. A Unified Theoretical Description of Thermionic Conver-
ter Performance Characteristics. —«J. Appl. Phys.», 1968, v. 39, No 5,
p. 2452.
См. рус. пер.: «Единое теоретическое описание рабочих характеристик
термоэмиссиоииого преобразователя». — «Прямое преобразование тепло-
вой энергии в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл. М.,
изд. ВИНИТИ, 1969, вып. 12, с. 104.
27. Wilson V. С., Lawrence J. Operating Characteristics of Two Thermionic
Converters Having Rhenium—Nickel and Tungsten—Nickel Electrodes. —
«Adv. Energy Conversion», 1964, v. 4, p. 195.
ГЛАВА 4
ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ
ХАРАКТЕРИСТИКИ
ТЕРМОЭМИССИОННОГО
ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЯ
§ 4.1. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
ЛАБОРАТОРНЫХ МОДЕЛЕЙ ТЭП
Рассмотренные в предыдущих главах принципы работы ТЭП
и происходящие в нем физические процессы позволяют перейти
к расчету электрических параметров ТЭП энергетических установок
и оптимизации его параметров.
Как показал анализ, в реальных термоэмиссионных преобразо-
вателях, предназначенных для получения высоких значений удель-
ной электрической мощности и к. п. д., одновременно удовлетворить
условиям идеального ТЭП, который рассматривался выше, практи-
чески не удается. Во-первых, высокая скорость испарения наиболее
перспективных материалов —• так называемых чистых эмиттеров —
при достаточно длительном ресурсе ТЭП не позволяет достигнуть
не только оптимального (с точки зрения электрических характе-
ристик) режима, но и режима, при котором электрические характе-
ристики (мощность и к. п. д.) представляют еще практический ин-
терес. Во-вторых, при введении газов (или паров) в ТЭП в целях
снижения вследствие адсорбции работ выхода электродов (и преж-
де всего эмиттера) до оптимальных или близких к ним значений
требуются настолько большие давления даже в лучшем случае
(пары цезия), что обеспечить беспрепятственное прохождение элект-
ронов через межэлектродный промежуток не удается.
Поэтому дальнейшие усилия были направлены на нахождение
оптимального компромиссного решения, при котором одновременно
в какой-то мере удовлетворяются все три условия работы идеаль-
ного ТЭП (см. гл. 1). В результате была установлена необходимость
введения паров цезия в ТЭП и использования объемной ионизации,
а также выявлены преимущества тугоплавких металлов, обладающих
высокой адсорбционной способностью по сравнению с другими воз-
можными материалами электродов. Повышение адсорбционной спо-
собности металлов при введении различных добавок к парам цезия
(например, кислорода) позволяет в еще большей степени продви-
нуться по пути улучшения электрических характеристик ТЭП, хотя
использование добавки приводит к определенным техническим труд-
ностям.
Экспериментальный поиск компромиссного решения осуществ-
ляется на лабораторных моделях ТЭП. Для этих моделей характер-
4 Зак. 667 97
ны изотермичность эмиттера и его небольшая поверхность, так что
полный ток лабораторного ТЭП, как правило, мал. Вследствие
этого падение напряжения (пропорциональное току) на электродах
и токовводах незначительно. Поэтому в большинстве случаев из-
меряемое на лабораторной модели полезное напряжение практи-
чески равно напряжению на электродах.
Приведенные в гл. 3 методики расчета электрических характе-
ристик ТЭП, работающего в различных режимах (дуговом, диффу-
зионном, вакуумном и др.), относятся по существу к методикам
расчета характеристик лабораторных моделей ТЭП. Термоэмисси-
онный преобразователь, предназначенный для получения значи-
тельных электрических мощностей (энергетическая модель ТЭП),
по своим характеристикам значительно отличается от характери-
стик лабораторной модели главным образом из-за неизотермичности
эмиттера и наличия электрических потерь в элементах конструк-
ции ТЭП. Вследствие этого расчет электрических характеристик
энергетической модели представляет собой более сложную задачу,
чем подобный расчет для лабораторной модели.
Если энергетическая установка состоит из большого числа ТЭП,
то расчет ее характеристик и выбор наилучшего варианта необ-
ходимо проводить с учетом целого ряда различных, часто противо-
речивых, требований к электрическим, весовым, габаритным,
экономическим показателям установки, а также к надежности,
технологичности и т. п. В этом случае расчет электрических харак-
теристик и выбор оптимального режима для лабораторной модели
ТЭП является лишь первым, хотя и очень важным этапом исследо-
вательских работ. Второй этап — расчет характеристик и выбор
оптимального варианта для энергетической модели (или модуля)
ТЭП, входящего в состав энергоустановки. Третий этап — расчет
характеристик и выбор оптимального варианта для отдельных
блоков и всей установки в целом. Бесспорно, условия работы мо-
дуля ТЭП в составе энергоустановки и необходимость удовлетво-
рения многих требований к данной конкретной установке должны
учитываться на всех этапах исследовательских работ.
Вольт-амперная характеристика ТЭП — важнейшая характе-
ристика, позволяющая, с одной стороны, определить к. п. д. и
электрическую мощность ТЭП, с другой стороны, выявить влияние
различных параметров на электрические характеристики ТЭП.
Экспериментальному определению вольт-амперных характеристик
ТЭП посвящено большое количество работ, которые позволяют
провести сравнение вольт-амперных характеристик преобразова-
телей для различных материалов электродов, и прежде всего для
материалов, относящихся по ряду показателей к наиболее перспек-
тивным. Выше неоднократно подчеркивалось, что наилучшие эмис-
сионные свойства в парах цезия имеют тугоплавкие металлы с вы-
сокой работой выхода в вакууме. Вольфрам и рений (как поли-
кристаллы, так и монокристаллы) имеют большое значение работы
выхода в вакууме и, следовательно, относятся к числу перспектив-
98
ных материалов. Эти материалы обладают также приемлемыми тех-
нологическими свойствами (см. гл. 8). Преобразователи с эмитте-
рами из вольфрама и рения экспериментально исследовались мно-
гими авторами, однако параметры ТЭП не всегда совпадали, по-
этому сравнение характеристик этих ТЭП в полном объеме провести
затруднительно. Но даже сравнение электрических характеристик
ТЭП с различными материалами по отдельным точкам вольт-ампер-
ной характеристики дает достаточно ясное представление о возмож-
ностях используемых материалов [1].
Рис. 4.1. Сравнение характеристик пре-
образователей с эмиттерами из вольфра-
ма и рения при 7=19 а/см2:
1 — рений — рений, 2 — монокристалли
ческий вольфрам (110) — молибден, 3 —
газофазный вольфрам с ориентацией гра-
ней (100) с последующим глубоким трав-
лением до образования преимущественно
граней (ПО) — ниобий, 4 — газофазный
вольфрам (110) — никель, d==O,125 мм. 5 —
поликристаллический вольфрам — никель,
в — рутений — молибден
Рис. 4.2. Сравнение преобразовав лей
с различными эмиттерами н коллекторами
из ниобия при 7 = 10 a/c.w2:
I — поликристаллический вольфрам —
ниобий; 2 — газофазный вольфрам (100).
протравленный до появления преимуще-
ственно граней (ПО), — ниобий; 3 — воль-
фрам (ПО)—ниобий; 4 — газофазный
вольфрам от (112) до (114) — ниобий; 5 —
рений — ниобий; 6 — тантал — ниобий;
7 — вольфрам (100) —ниобий (d==0,2 мм у,
8 — вольфрам (ПО)—ниобий (d = 0,2 мм).
9 — вольфрам (100) — ниобий.
Сравнение характеристик ТЭП с эмиттерами из вольфрама и
рения для точки с J = 19 а/см21 приведено на рис. 4.1 (температу-
ры коллектора и резервуара с жидким цезием, а также межэлектрод-
ное расстояние оптимизированы). Кривая 4 соответствует ТЭП,
имеющему d = 0,125 мм, а кривая 3 — d = 0,05 мм, поэтому из
сравнения последних можно сделать вывод, что преобразователь
с эмиттером из вольфрама, полученного газофазным осаждением
с преимущественной ориентацией граней (110), и коллектором из
никеля дает большую мощность, чем преобразователь с эмиттером
из монокристаллического вольфрама (НО) и коллектором из молиб-
дена.
Лучшие характеристики преобразователя с электродами из
поликристаллического вольфрама (эмиттер) и никеля (коллектор)
4* S9
по сравнению с системой рений—рений (кривая /), вероятно, свя-
заны с высокотемпературной обработкой вольфрама, приводя-
щей к преимущественному проявлению граней (ПО) с высокой
работой выхода в вакууме (кривая 5). Различие в материалах кол-
лектора затрудняет сравнение характеристик ТЭП с эмиттерами
из различных материалов, поэтому на рис. 4.2 приведены резуль-
таты сравнения для ТЭП с раз-
личными материалами эмиттера и
одинаковыми коллекторами—ни-
обиевыми. Сравнение проведено
Рис. 4.3. Сравнение преобразователей
с d = 0,125 мм при 7 = 10 а)см2 (Тс и
— оптимальные):
/ — газофазный вольфрам (НО) (фо =
= 4,96 в) — никель, 2 — поликрисл ал-
лический рений (фи = 4.8 в) — никель,
3 — поликристаллическнй сплав воль-
фрама с 25% рения (фо=«4.47 в)—никель,
4— полнкристалличсский вольфрам (ф1 =
=4,66 в)—никель; 5 — поликрисгал-
лический .молибден (ф(>=М4 в) — мо-
либден.
Рис. 4.4. Сравнение преобразователей
с эмиттерами из вольфрама (НО) и кол-
лекторами из ниобия, молибдена и ни-
келя при 7 = 10 а!см2 и d = 0,125 мм (Т qs
и Тс — оптимальные):
1 — газофазный вольфрам (НО)—никель;
2 — вольфрам (НО), монокристалл — мо-
либден; 3 — газофазный вольфрам (ИО)—
молибден на ниобии, 4 — газофазный
вольфрам (НО) — ниобий; 5—вольфрам
(НО) на вольфраме (ПО) — молибден
для точки вольт-амперной характеристики с J = 10 а/см2, (TCs, Тс
и d оптимизированы). Наибольший интерес представляет, естест-
венно, верхняя кривая, полученная для фасетированного эмиттера
[фасетки (ПО)], образованного слоем газофазного вольфрама из
фторида с преимущественным выходом граней (100). В результате
травления были выведены в основном грани (ПО) с более высокой
работой выхода в вакууме. Большая плотность тока при низкой
температуре для ТЭП с газофазным вольфрамом (кривая 4) обу-
словлена, вероятно, наличием примеси кислорода. Газофазный воль-
фрам с ориентацией граней (ПО) также обеспечивает получение вы-
соких значений электрической мощности.
Поликристаллическнй рений должен иметь более высокую ра-
боту выхода в вакууме, чем поликристаллическнй вольфрам, по-
100
Рис. 4.5. Схема лабораторной модели
преобразователя:
I — коллектор. 2 — термопары; 3 —
винт для регулировки зазора; 4 —
эмиттер; 5 —термостат; 6 — резервуар
с цезием; 7 — охранный электрод; S’-
вакуум ный контейнер.
этому сравнимые результаты (кривые 5 и 1 соответственно на рис. 4.2)
объясняются тем, что вольфрам был подвергнут термообработке.
На рис. 4.3 приведены результаты сравнения четырех плоских
преобразователей с эмиттерами из разных материалов [W (ПО),
Re, W 75% — Re 25%, W] и с никелевыми коллекторами при за-
зоре d — 0,125 мм, с цилиндрическими преобразователями для
эмиттера и коллектора из молибдена (кривая 5). Для построения
кривой 5 применено полезное на-
пряжение, а не разность потенциа-
лов между электродами, поэтому
кривая 5 на рис. 4.3 фактически
должна быть расположена при-
мерно на 0,05 в выше.
Из приведенных на рис. 4.3
кривых видно, что эмиттер из мо-
нокристаллического вольфрама
(НО)-—лучший из рассматривае-
мых материалов эмиттера. Данные
рис. 4.1—4.3 показывают, что ма-
териалы эмиттеров по их эмисси-
онным свойствам можно располо-
жить в следующем порядке (по
убывающей): фасетированный воль-
фрам (100) {110), вольфрам (110),
электротравленый поликристалли-
ческий рений, поликристалличе-
ский сплав вольфрама с 25% рения,
поликристаллический вольфрам, вольфрам (100), поликристалли-
ческий электрополированный рений, молибден, тантал, рутений.
Влияние материалов коллектора на характеристики ТЭП можно
проследить на рис. 4.4, на котором приведены результаты сравне-
ния характеристик преобразователей с эмиттерами из монокристал-
лического вольфрама (ПО) и коллекторами из никеля, молибдена
и ниобия при J = 10 а/см2 и d = 0,125 мм (температуры коллек-
тора и резервуара с цезием оптимизированы). Поскольку кривые 1,
2 и 4 получены для эмиттеров примерно одинаковых, то из сравне-
ния этих кривых можно сделать вывод, что в качестве материала
коллектора никель несколько лучше молибдена, а молибден, в
свою очередь, существенно лучше ниобия. Для данного материала
коллектора, вообще говоря, недостаточно иметь самое низкое среди
других материалов значение минимальной работы выхода <рмип.
Лучший материал коллектора тот, который в допустимом диапазоне
рабочих температур коллектора имеет минимальное значение ра-
боты выхода при тех давлениях паров цезия, при которых работа
выхода эмиттера оптимальна. Минимальная работа выхода никеля
в парах цезия равна примерно 1,5 в (см. табл. 2.8), и это значение
достигается при температуре резервуара с цезием 500—600° К-
Вероятнее всего, именно никель, особенно если в ТЭП имеется
101
незначительное количество кислорода, позволяет получить фмин
в оптимальном для ТЭП режиме. Можно ожидать, что вольфрам по
своим качествам должен быть сравним с молибденом.
Приведенное выше сравнение электрических характеристик
ТЭП с различными материалами эмиттера показало, что монокри-
сталл вольфрама (ПО) — один из лучших материалов эмиттера
в отношении получения высоких значений к. п. д. и большой
электрической мощности ТЭП. Поэтому характеристики ТЭП
с эмиттером из этого материала представляют большой интерес.
Однако из-за трудности получения монокристаллов (ПО) нужных
Рис. 4.6. Семейство характеристик
при 7е=1800°К, 7с=1023°К, J-0,25.
Рис. 4.7. Семейство характеристик
при Ге=2000° К, 7с=Ю23°К, rf-0,25.
для ТЭП размеров их приходится заменять вольфрамом с высокой
степенью ориентации граней (ПО). Ниже приведены вольт-ампер-
ные характеристики лабораторной модели ТЭП с ниобиевым кол-
лектором и эмиттером из вольфрама с преимущественной ориента-
цией граней (110) [неточность ориентации граней (ПО) относи-
тельно поверхности не превышала 4Э1 [2]. Схема лабораторной мо-
дели, на которой проводились измерения вольт-амперной характе-
ристики, приведена на рис. 4.5. В этой модели ниобиевый экран
эмиттера одновременно являлся геттером. Измеренная до монтажа
преобразователя работа выхода эмиттера равнялась 5,14 в. Про-
веденные после обезгаживания измерения дали то же значение.
Типичные вольт-амперные характеристики при различных дав-
лениях цезия для температур эмиттера 1800 и 2000° К приведены
на рис. 4.6, 4.7. Температура коллектора во всех случаях была
близка к оптимальной, а межэлектродное расстояние равнялось
d = 0,25 мм. Это значение d, вероятно, является наиболее приемле-
мым для ТЭП с большой площадью эмиттирующей поверхности,
102
т. е. для ТЭП в энергоустановках. Выходное напряжение измеря-
лось на холодном конце эмиттерной трубки, поэтому для получения
напряжения непосредственно на электродах необходима коррекция
порядка 1,5 мв-см2!а. Влияние межэлектродного расстояния
можно проследить с помощью рис. 4.8, на котором приведено се-
мейство вольт-амперных характеристик при различных d для
ТЕ — 2000° К и Д = 975° К. Давление паров цезия оптимально
в каждом случае. Полностью оптимизированные характеристики,
позволяющие судить о предельных возможностях данной системы,
приведены на рис. 4.9.
Рис. 4.8. Оптимизированные
по давлению паров цезия вольт-
амперные характеристики для
различных d при Те=2000° К,
Тс =975° К.
Рис. 4.9. Полностью оптимизиро-
ванные характеристики при раз-
ных Ге.
Поскольку исследованный эмиттер не является идеальным мо-
нокристаллом, то усовершенствование технологии позволит улуч-
шить приведенные выше электрические характеристики. В увели-
чении вакуумной работы выхода эмиттера (следовательно, его ад-
сорбционной способности) заключается одна из возможностей улуч-
шения электрических характеристик ТЭП. Вторая возможность
заключается в обеспечении оптимального в отношении электри-
ческих характеристик режима работы коллектора. На рис. 4.10
приведены результаты измерений работы выхода ниобиевого кол-
лектора в исследуемой системе. Для сравнения приведены также
данные работы [19] (гл. 2) для молибденового коллектора, получен-
ные при одинаковых методах изготовления, обезгаживания и ввода
цезия. Данные рис. 4.10 показывают, что для коллектора из нио-
бия и молибдена минимальная работа выхода достигается при от-
ношении температур коллектора и цезиевого резервуара Тс!Т& —
= 1,8. Аналогичная картина наблюдается и в случае коллектора
103
из никеля. Поэтому в цезиевых ТЭП при использовании в качестве
коллектора одного из этих трех материалов желательно осуществ-
лять условия, соответствующие ТС1ТС$ — 1,8, с учетом, конечно,
что обратная эмиссия мала. Однако температура резервуара с це-
зием почти полностью определяется режимом работы эмиттера.
Но для осуществления оптимального режима работы эмиттера тем-
пература резервуара с цезием может быть высокой, так что условие
TcITqs = 1,8 будет выполняться также при высоких темпера-
турах коллектора, когда эмиссионный ток с коллектора составляет
заметную долю от полного тока преобразователя. Для уменьшения
обратной эмиссии приходится работать при меньшей температуре
коллектора, следовательно, при работе выхода коллектора больше
минимальной.
Анализ влияния работы выхода коллектора на электрические
характеристики в реальных условиях (при учете процессов пере-
носа электронов) показывает, что приемлемый режим работы кол-
лектора соответствует режиму, когда ток обратной эмиссии не
больше 20% тока преобразователя, даже если в этом случае прихо-
дится идти на повышение работы выхода коллектора.
На рис. 4.П приведены зависимости температуры коллектора
(й) и работы выхода (б) от температуры резервуара при плотности
тока эмиссии с коллектора 2 а!см2, составляющей 20% плотности
тока преобразователя (10 а/см2) [3]. Достижение минимальных
значений <рмип, отмеченных на рис. 4.11 кружками, возможно
лишь при температурах резервуара с цезием, меньших 535° К для
никелевого коллектора, меньших 550° К для молибденового и ниже
580° К для ниобиевого коллектора. Если температура резервуара
с цезием, соответствующая оптимальному режиму работы эмиттера,
выше указанных значений для Ni, Мо и Nb, то минимальная работа
выхода коллектора при использовании этих материалов не дости-
104
гается, соответственно этому существует проигрыш в полезном
напряжении ТЭП.
На рис. 4.12 приведены зависимости полезного напряжения
ТЭП с коллекторами из ниобия, молибдена и никеля от темпера-
туры резервуара с цезием при оптимальной работе выхода эмиттера
(<р£ = 2,95 в при ТЕ = 2000° К) с учетом реальных процессов в меж-
электродном промежутке ТЭП. Верхние кривые соответствуют слу-
чаю, когда работа выхода коллектора минимальна, а обратная
эмиссия с коллектора отсутствует. Нижние кривые получены
с учетом данных рис. 4.11. На рис. 4.12, а приведены также экспе-
Рис. 4.11. Зависимость температуры (а) и работы выхода (б) коллекто-
ров из ниобия, молибдена и никеля от температуры резервуара с цезием
при Jc = 2 ajcM2.
риментальные данные, полученные для десяти различных преобразо-
вателей с эмиттером из вольфрама, коллектором из ниобия и мо-
либдена при соответствующих условиях, т. е. при ТЕ = 2000° К,
J = 10 al см1 nd 0,25 мм. Некоторые характеристики этих
преобразователей приведены в табл. 4.1 [3].
Характеристики электродов экспериментальных Таблица 4.1
моделей ТЭП
Эмнттер Обработка поверхности эмиттера Колле- ктор d> мм
Монокристалл (НО) W (/) Мо 0,25
F ГФО W* (2) Электротравление Nb 0,25
W, полученный спеканием из — Nb 0,25
порошка (3)
W, полученный электродуго- — Mo 0,25
вым методом (4)
С1 ГФО W (5) Электрополирование Nb 0,21
С1 ГФО W (6) » Nb 0,21
С1 ГФО W (7) » Nb 0,21
F ГФО W (в) Химическое травление Nb 0,21
F ГФО W (9) Механическая шлифовка Nb 0,21
F ГФО W (10) Электрополирование Nb 0,21
W, полученный методом газофазного осаждення из фторида вольфрама (ГФО).
105
Как видно из рис. 4.12, отличие режима работы коллектора
от оптимального приводит к проигрышу в полезном напряжении
ТЭП порядка 0,1—0,15 в. Это отличие выражается в том, что кол-
лектор должен работать при некоторой температуре Тс, при которой
обратный ток эмиссии составляет не более 20% тока ТЭП. Но при
этой температуре Тс отношение Тс1Тс& не соответствует условию
Рис. 4.12. Зависимость оптимального полезного напряжения преобра-
зователей с коллекторами из ниобии (а), молибдена (б), никеля ( )
от температуры резервуара с цезием.
достижения минимальной работы выхода коллектора <рмин (TCs
определяется режимом работы эмиттера). Таким образом, если бы
удалось одновременно обеспечить оптимальные режимы работы
эмиттера и коллектора, то полезнее напряжение цезиевых ТЭП
при использовании Nb, Ni, Мо в качестве материала коллектора
увеличилось бы на 0,1—0,15 в.
§4.2. РЕСУРСНЫЕ ИСПЫТАНИЯ
ТЕРМОЭМИССИОННЫХ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЕЙ
Результаты длительных ресурсных испытаний термоэмисси-
онных преобразователей — один из важнейших критериев возмож-
ности и перспективности использования термоэмиссионных преоб-
разователей в энергетических установках. Одновременно длитель-
ные ресурсные испытания позволяют выявить недостатки в конст-
рукции и технологии изготовления ТЭП. В табл. 4.2 приведены
данные, полученные по результатам ресурсных испытаний ТЭП,
проведенных фирмой «Джет пропалшн» (США) [4]. Улучшение
электрических характеристик ТЭП и увеличение ресурса работы,
отраженное в данных табл. 4.2, достигнуто в основном вследствие
усовершенствования технологии получения материалов и изго-
товления ТЭП.
Результаты ресурсных испытаний дают наглядное представле-
ние о возможностях различных материалов ТЭП. В табл. 4.3 при-
106
Развитие ТЭП
Таблица 4.2
Параметр Годы
1962 1963 1964 1965 1966 1967
Выходная мощность, вт Удельная выходная мощность, вт! см1 К. п. д., % Максимальный ресурс, тысяч ч 12 6 3 0,119 25 12 5 1,5 36 18 8 3,2 44 22 12,5 13,15 50 20 10 15,21 50 20 11
Результаты ресурсных испытаний ТЭП (США) Т аблица 4.3
Расчетная ТЕ. °К Рабочая т-£, °К Материал электро- дов Площадь коллектора, CM2 Рвых, вт/см2 и y вых , в К. п. д., % Число I термокачек 1 Ресурс, < Причина выхода из строя
2000 2000 Re/Re 1,88 25,0 0,7 10,0 195 20700 Работает
2000 2000 Re/Mo 1,88 21,0/10,0 0,7/0,5 9,0/5,5 15 7168 Разгермети- зация
1900 2000 Re/R? 1,88 18,0 0,7 7,7 0 1247 То же
2000 2000 Re/Mo 2,0 17,0 0,7 7,5 10 8326 Работает
2000 2000 Fe/Mo 2,0 17,0 0,7 7,5 9 6421 »
2000 2000 Re/Mo 2,0 16,0 0,7 7,0 14 8100 »
2000 2000 Re/Re 2,0 7,0 0,7 4,0 7 11470 »
2000 2000 Re/Mo 2,0 12,1 0,7 6,9 2 740 Прекращено
2000 2000 Re/Mo 2,0 6,6 0,7 5,0 2 2944 »
2000 1900 Re/Mo 2,0 9,8 0,7 5,5 2 1200
ведены результаты ресурсных испытаний ТЭП с рениевыми эмит-
терами, проведенных фирмой «Джет пропалшн» [5]. Наибольший
ресурс составил более 20 тыс. ч, при этом электрические характе-
ристики ТЭП имели высокое значение — электрическая мощность
25 emlcM1 при выходном напряжении 0,7 в. Межэлектродное рас-
стояние для рабочей температуры эмиттера оптимизировалось.
В табл. 4.4 приведены результаты ресурсных испытаний ТЭП
с эмиттерами из вольфрама [6]. Эмиттер, изготовленный газофаз-
Результаты ресурсных испытаний ТЭП Таблица 4.4
с эмиттерами из вольфрама
Ресурс, ч Число термокачек Тс^ °к Мощность, вт/см2 J, а/см2
6550 20 594—612 4,68 + 0,8 8
6225 8 619—640 5,08±0.8 8
1075 + 3175 8 628 4,94 + 0,2 8
— — 638 4,32 + 0,12 8
5850 5 633—640 4,48 + 0,2 8
107
Результаты ресурсных испытаний ТЭП (Франция) Таблица 4.5
Характеристика Р е з у л ь т а т ы
Эмиссионное по- крытие (матери- ал и толщина) Mo/W, 60 мкм Мо Mo/W 85 мкм Mo/W, 150 мкм Mo/W, 200 мкм W, 2 мм Mo/W, 200 мкм Mo/W, 200 мкм
Коллектор Мо Мо Мо Мо Nb + 1% Zr Nb+1% Zr Nb+1% Zr Nb+1% Zr
Зазор (холодный), мкм 230 250 200 200 200 200 200 200
Полный к. п. д., % при тепловой мощности 40 вт/см2 11,3 8,7; 1,5 10 11,8 9,3 9,5 8,5 8,2
Удельная мощ- ность, вт/см2 4,5 3,45; 6 4 4,7 3,7 3,84 3,4 3,3
Полный к. п. д., % при тепловой мощности 50 вт/см2 11,8 9,4; 1,6 И 14 10 9,6 9,9 10,3
Удельная мощ- ность, вт/см2 5,9 4,7; 8 0,0 7 5 4,8 4,9 5,15
Ресурс, ч 4600 1125 5256 1860 2400 1100 8500 5000
Причина выхода Короткое Короткое Короткое Короткое Короткое Утечка Продолжает Выключен
ИЗ строя замыкание, отслоение и вздутие вольфрама на эмиттере замыкание, перенос молибдена на коллек- тор замыкание, локальное вздутие эмиттера замыкание, локальное вздутие эмиттера замыкание цезия через гермоввод работать в рабочем состоянии
Примечание Плохое ка- Быстрая Перенос Перенос Разделка Разделка Течь во
чество по- деградация материала материала не закон- не закон- внешней
крытия (WC16), пер- вое короткое замыкание через 3300 ч первоначаль- но высоких характе- ристик эмиттера на коллек- тор эмиттера на коллек- тор чена чена рубашке водяного охлаждения
Результаты ресурсных испытаний ТЭП (ФРГ) Т аблица 4.6
Материал эмиттера Размеры эмиттера (2лХ/)> мм Материал коллектора Ресурс, ч Примечание
Порошковый молибден 16x40 Порошковый молибден 300 Керамика разрушилась вследствие взаимодействия с цезием, диаметр эмиттера умень- шился на 1 мм
То же 16x40 То же 300 Работал без цезия, диаметр эмиттера уменьшился на 0,1 мм
Молибден дуговой плавки 16 х 40 » 1100 Течь в гермовводе
То же 16x40 » 16000 Через 3000 ч был заменен резервуар с цезием, в котором появилась течь
20x54 7000 Размеры электродов соответ- ствуют размеру ЭГЭ
» 16X40 » 4000 Эмиттер содержит двуокись урана
20x54 » 3000 Размеры электродов и гер- моввода соответствуют разме- рам ЭГЭ реактора 1TR
ным осаждением фтористого вольфрама, представлял собой ци-
линдр диаметром 12,7 и длиной 38,1 мм (площадь 15 см2), кол-
лектор — из ниобия, номинальный межэлектродный зазор 0,25 мм.
В табл. 4.5 представлены результаты ресурсных испытаний,
проведенных во Франции [7]. Материал эмиттера — молибден
с газофазным вольфрамовым покрытием, материал коллектора —
молибден или ниобий +1% циркония, рабочая поверхность —
20 см2, межэлектродный зазор — 0,2 мм, давление паров цезия —
оптимальное. В табл. 4.6 приведены результаты ресурсных испыта-
ний, проведенных в ФРГ [8].
Анализ результатов ресурсных испытаний термоэмиссионных
преобразователей, приведенных в табл. 4.3—4.6, показывает, что
наиболее типичными причинами выхода ТЭП из строя в ходе ресурс-
ных испытаний являются: разгерметизация ТЭП, приводящая
к утечке цезия; смещение электродов и повышенная скорость пере-
носа материала эмиттера на коллектор, приводящие к закорачива-
нию электродов.
§ 4.3. ВОЗМОЖНЫЕ ПУТИ УЛУЧШЕНИЯ ХАРАКТЕРИСТИК ТЭП
Одна из важнейших потенциальных возможностей улучшения
электрических характеристик ТЭП — уменьшение давления паров
цезия в межэлектродном промежутке при условии обеспечения нейт-
рализации пространственного заряда электронов и оптимального
109
режима работы эмиттера (оптимальные работы выхода при рабо-
чих температурах эмиттера). Для реализации этой возможности
имеются два направления. Первое связано с введением в ТЭП
газообразной добавки к парам цезия с большей, чем у цезия, энер-
гией адсорбции, чтобы оптимальные работы выхода эмиттера дости-
гались вследствие адсорбции добавки при ее давлениях, сущест-
венно меньших давлений паров цезия в отсутствие добавки. При
Рис. 4.13. Зависимость удельной
электрической мощности от межэлек-
тродиого расстояния для цезиевого и
цезий-бариевого ТЭП.
этом нейтрализация пространственного заряда по-прежнему долж-
на обеспечиваться ионизацией атомов цезия.
Наиболее приемлемая добавка к парам цезия — пары бария,
которые обеспечивают оптимальные работы выхода эмиттеров при
существенно меньших, чем в слу-
чае одних только паров цезия,
давлениях. Например, при тем-
пературе эмиттера из вольфрама
2000° К снижение его работы выхо-
да до 3,0 в требует давления паров
бария около 0,1 мм рт. ст. (см.
рис. 2.14). При этом давлении
рассеяние электронов в межэлек-
тродном промежутке на атомах
бария при зазоре 0,1—0,5 мм нез-
начительно сказывается на элект-
рических характеристиках ТЭП.
В этом же случае при использо-
вании одних только паров цезия
требуемое давление паров цезия
было бы примерно в 50 раз больше. На рис. 4.13 приведены зави-
симости удельной электрической мощности преобразователя с воль-
фрамовым эмиттером от межэлектродного расстояния при заполнении
ТЭП парами цезия только и смесью паров цезия и бария. Из зави-
симости для ТЭП со смесью паров цезия и бария следует, что при
температуре резервуара с барием 1080° К (рВа 0,06 мм рт. ст.)
процессы рассеяния электронов практически не оказывают влия-
ния на удельную мощность ТЭП при межэлектродном зазоре вплоть
до 1 мм.
Эксперименты по использованию смеси паров цезия и бария
дали хорошие результаты. В частности, в преобразователе с эмит-
тером из вольфрама получен к. п. д. 21,4% при удельной электри-
ческой мощности 14 впссм- и выходном напряжении 1 в. Температу-
ры эмиттера и коллектора при этом были равны 2050 и 1275° К
соответственно, a d = 1 мм [91. В работе [10] сообщено о еще более
высоком к. п. д. — 27%, достигнутом в преобразователе со смесью
паров цезия и бария при температуре эмиттера 2000° К. Дальнейшее
повышение к. п. д. преобразователей со смесью паров возможно при
уменьшении работы выхода коллектора, поскольку в этом случае
она определяется работой выхода бария, равной 2,05—2,15 в, а не
работой выхода цезия, равной 1,8 в. Снижение работы выхода кол-
110
лектора в барий-цезиевых преобразователях с 2,1 до 1,8 в привело
бы к дополнительному увеличению к. п. д. ТЭП примерно на 5%.
Следует отметить еще одну особенность барий-цезиевых ТЭП.
Их мощность больше зависит от температуры эмиттера, чем мощ-
ность цезиевого ТЭП. Эта особенность важна при работе барий-
цезиевых ТЭП в реакторе, так как возможны резкие повышения
тепловой мощности реактора. Вследствие сильной зависимости
полезной электрической мощности от температуры эмиттера (ток
примерно удваивается при повышении температуры эмиттера на
100° К) при возрастании мощности реактора резко увеличивается
электронное охлаждение эмиттера, поэтому результирующее повы-
шение температуры эмиттера сравнительно невелико. Однако при
использовании барий-цезиевых ТЭП требуется более тщательное
выравнивание распределения тепловыделения по активной зоне
реактора, особенно если преобразователи соединены последователь-
но.
Недостаток использования смеси паров бария и цезия — на-
личие двух раздельных резервуаров, находящихся к тому же при
различных температурах, причем температура резервуара с барием
(1000—1100° К) значительно выше температуры резервуара с це-
зием (400—600° К).
В результате возможна утечка паров бария в резервуар с це-
зием с последующей конденсацией в нем. В некоторых преобразова-
телях при использовании малого проходного сечения цезиевого
тракта удалось добиться незначительной утечки бария — всего
0,43 г за 1000 ч работы ТЭП.
Второе возможное направление улучшения электрических ха-
рактеристик ТЭП за счет уменьшения требуемого давления паров
цезия — повышение адсорбционной способности эмиттера. При
рассмотрении адсорбции паров цезия на поверхности тугоплавких
металлов установлено, что адсорбционная способность тем выше,
чем больше значение работы выхода этих металлов в вакууме ср0.
Наибольшие значения ф0 для тугоплавких металлов лежат в диапа-
зоне 4,5—5,5 в (см. табл. 2.5), но и эти значения недостаточно высо-
кие, и желательно было бы использовать металл с <р0 = 6 в. Вве-
дение кислорода в межэлектродный промежуток в качестве добав-
ки к парам цезия позволяет повысить адсорбционную способность
эмиттера. Адсорбируясь на эмиттере, кислород повышает его ра-
боту выхода, причем для этого требуются очень малые давления
кислорода. Например, для повышения работы выхода вольфрама
на 0,5 в необходимое давление кислорода при температурах вольф-
рама 1800° К равно примерно 5-10° мм рт. ст. (см. табл. 2.10).
В результате поликристаллический вольфрам, например имеющий
Фо я» 4,5 в, при наличии кислорода адсорбирует цезий как металл
с ф0 ~ 5,0. Соответственно монокристалл вольфрама (НО), имею-
щий ф0 ж 5,0 в, при наличии кислорода адсорбирует цезий, как
металл с ф0 я» 5,5 в. Подобное увеличение адсорбционной способ-
ности эмиттера при добавке кислорода к парам цезия позволяет
111
понизить требуемое давление паров цезия и тем самым уменьшить
потери электронов вследствие их рассеяния на атомах цезия.
На рис. 4.14 приведены вольт-амперные характеристики преоб-
разователя с эмиттером из рения и коллектором из серебра, пока-
зывающие влияние контролируемой добавки кислорода, а на
рис. 4.15 приведены характеристики в случае эмиттера из вольфра-
ма и коллектора из серебра [28]. (гл. 2). Температуры эмиттера,
коллектора и резервуара с цезием, а также значение межэлектрод-
ного промежутка указаны на рисунках. В межэлектродный проме-
жуток кислород попадал в результате диффузии через полупро-
Рис. 4.14. Вольт-ампериые характери-
стики преобразователя с эмиттером из
рения и коллектором из серебра при
контролируемой добавке кислорода:
Кривая Газ Те, °К Тс, °К Гс3 °К, d, мч
1 Cs 1653 623 563 0,34
2 Cs + O2 1653 623 558 0,34
3 Cs 1653 763 574 0,27
4 Cs + O2 1653 763 574 0,27
Рис. 4.15. Вольт-амперная характери-
стика преобразователи с эмиттером из
вольфрама и коллектором из серебра
при добавке кислорода:
Кривая Газ Те. К Тс. °К rCs. °К
1 Cs 1653 748 £ 573
2 :cs+o2 1653 748 i 573
ницаемую серебряную мембрану, одновременно являющуюся кол-
лектором. Скорость диффузии кислорода определялась из форму-
лы Q = 4-Ю17 [(р7)'/2/6] ехр (—10808/7') мол/(см2-сек), где р —
давление кислорода, мм рт. ст.; 7 — температура мембраны, °К;
6 — толщина мембраны, см.
Вольт-амперная характеристика'^ (см. рис. 4.14) соответствует
количеству кислорода 1,1-1017 мол/см2, продиффундировавшему
через мембрану, а характеристика, обозначенная цифрой 4, соот-
ветствует количеству кислорода 9,7-1015 мол/см1. Уменьшение работ
выхода рениевого и вольфрамового эмиттеров в парах цезия при
введении контролируемой добавки кислорода составляло около
0,1—0,2 в.
Как показывают данные рис. 4.14 и 4.15, наибольшее увеличе-
ние мощности достигается в режиме, близком к режиму короткого
замыкания, т. е. в режиме, который невыгодно осуществлять
в ТЭП, входящих в состав энергоустановок, из-за больших потерь
мощности на джоулев нагрев в токопроводниках.
112
§ 4.4. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЙ МОДЕЛИ
ТЕРМОЭМИССИОННОГО ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЯ
Рассмотрим ТЭП в форме цилиндра, предназначенный для ис-
пользования непосредственно в активной зоне реактора. Схема
преобразователя изображена на рис. 4.16. Эмиттер преобразователя
представляет собой оболочку из тугоплавкого металла, внутри
которой находится ядерное горючее. Длину эмиттера обозначим
1Е, радиус — гЕ, а толщину оболочки — 6. Межэлектродное рас-
стояние равно d. К одному из торцов эмиттера присоединен токо-
ввод, представляющий собой цилиндрический стержень длиной
iz=i
Рис. 4.16. Схема термоэмиссионного преобразователя.
lt и радиусом г(. Второй торец эмиттера свободен. В принципе воз-
можна конструкция ТЭП, когда токоввод присоединяется и ко вто-
рому торцу эмиттера. Однако с точки зрения методики расчетов эти
конструкции принципиально не различаются. Для рассматриваемой
конструкции возможны два варианта соединения электродов
(рис. 4.17).
Если энергоустановка состоит из нескольких ТЭП, то схема
коммутации электродов при их последовательном электрическом
соединении изображена на рис. 4.17, а. Для параллельного соеди-
нения или при наличии только одного ТЭП в энергоустановке схе-
ма коммутации изображена на рис. 4.17, б. В отношении методики
расчетов эти различия не принципиальны, однако для определен-
ности в дальнейшем будем рассматривать первый тип коммутации
электродов (см. рис. 4.17, а).
Для поддержания заданной величины межэлектродного проме-
жутка d в ряде конструкций ТЭП предполагается использовать
дистанционирующие элементы различной геометрической формы.
При работе ТЭП через эти дистанционирующие элементы происхо-
дит утечка тепловой энергии с эмиттера, влияющая на его тепловой
режим, а также на электрические характеристики ТЭП. Однако
в общем тепловом балансе эмиттера эти потери составляют, как пра-
вило, незначительную долю. Кроме того, возможны различные
геометрические формы дистанционирующих элементов и способы
их расположения, что требует проведения теплофизпческих расче-
113
Рис. 4.17. Схемы коммутации ТЭП.
тов в каждом конкретном случае. Поэтому в дальнейшем рассмат-
ривается конструкция ТЭП без дистанционирующих элементов,
при этом предполагается, что фиксированное положение эмиттера
обеспечивается с помощью токоввода.
Как уже отмечалось, теплопроводностью через токоввод с эмит-
тера отводится тепловая энергия, что приводит к иеизотермичности
эмиттера. Кроме того, вследствие омического сопротивления эмит-
тера и коллектора поверхности
этих электродов не эквипотенци-
альны.
В дальнейшем будем исполь-
зовать цилиндрическую систему
координат с осью г, направлен-
ной вдоль оси эмиттера в сторону
свободного торца эмиттера, а нача-
ло координат будем предполагать
находящимся в плоскости соеди-
нения эмиттера с токовводом (см.
рис. 4.16). Поскольку поверхность
эмиттера не изотермическая и
не эквипотенциальная, то темпе-
ратура и потенциал каждой точки
эмиттирующей поверхности ока-
зываются зависящими от коорди-
наты г. Под точкой с координатой
г будем понимать любую точку,
расположенную на окружности, образованной пересечением эмит-
тирующей поверхности плоскостью, перпендикулярной к оси ци-
линдра в точке г. При азимутальной симметрии (в случае отсутствия
дистанционирующих элементов) все точки указанной окружности
идентичны. Поскольку температура поверхности зависит от коорди-
наты г, то и потери тепловой энергии эмиттером зависят от г. Особен-
но сложной оказывается зависимость плотности эмиссионного тока
J от координаты г. Во-первых, работа выхода эмиттера ф£в парах
цезия зависит от температуры поверхности, т. е. <р£ = ср£ [Т (г)].
Во-вторых, плотность поступающего на коллектор тока помимо тем-
пературы эмиттера зависит еще и от разности потенциалов между
электродами. Поскольку потенциал эмиттера в каждой точке раз-
личен, то плотность снимаемого с эмиттера тока оказывается слож-
ной функцией координаты г, т. е. J = J [Т (г), V (г)].
Вообще говоря, коллектор также не является эквипотенциаль-
ным, однако полное сопротивление коллектора обычно в 3—5 раз
меньше электросопротивления эмиттера. В результате и неравно-
мерность распределения потенциала по колектору соответственно
меньше, чем по эмиттеру. Поэтому для простоты изложения в даль-
нейшем коллектор считается эквипотенциальным.
Эмиссионный ток, приходящийся на длину эмиттера dz, т. е.
ток, снимаемый с поверхности эмиттера, заключенной между се-
114
чениями с координатами z и z dz, равен
dl (z) = J (z) dS --= 2nrEJ IT (z), V (z)] dz. (4.1)
При этом предполагается, что участок эмигрирующей поверхности
длиной dz изотермичен и эквипотенциален и характеризуется тем-
пературой и потенциалом в точке z, т. е. фактически реальный ТЭП
представляется бесконечно большим числом преобразователей с изо-
термическими и эквипотенциальными электродами и эмиттирующей
поверхностью 2nrEdz каждый. Взаимное влияние соседних участков
эмиттера не учитывается. Это предположение представляется ра-
зумным, поскольку при d <<( 1Е напряженность электрического
поля в радиальном направлении обычно значительно больше, чем
в осевом, хотя разность потенциала между концами эмиттера
V'/: У (0) — V (1Е) может быть и сравнимой с межэлектродной
разностью потенциалов. В соответствии со сделанным предположе-
нием J [Г (z), V (z)] представляет собой плотность тока преобразо-
вателя с изотермическим и эквипотенциальным эмиттером длиной
dz с температурой поверхности Т (г) и разностью потенциалов между
электродами V (z). Значения J [Г (г), V (z)l можно определить тео-
ретически, решая уравнения переноса изложенными в гл. 3 мето-
дами для данных значений d, pCs, Т и V. В качестве ./ [Г (г), V (z)]
можно использовать и экспериментальные значения, полученные
на лабораторных моделях ТЭП при тех же значениях d и pcs- Пол-
ный ток преобразователя 1 определяется суммированием токов
di (г) по всей поверхности эмиттера. Заменяя суммирование интег-
рированием из выражения (4.1), получаем
1Е 1Е
7 = J J(T,V)dS = 2лге J J[T(z), V(z)]dz. (4.2)
о о
Таким образом, для расчета полного тока энергетической мо-
дели ТЭП необходимо найти самосогласованное решение задачи,
дающее, во-первых, распределение температуры по поверхности
эмиттера, во-вторых, распределение потенциала по эмиттеру,
в-третьих, распределение плотности эмиссионного тока по эмитте-
ру. Рассмотрим тепловой баланс эмиттера и запишем уравнения,
позволяющие решить первую часть задачи — распределение тем-
пературы по эмиттеру.
В стационарном случае выделяющаяся в эмиттере в единицу
времени тепловая энергия равна сумме потерь тепловой энергии
эмиттером в единицу времени. Для цезиевых ТЭП составляющие
тепловых потерь эмиттером с боковой поверхности при длине dz
в единицу времени следующие.
1. Электронное охлаждение
dGe --= qe dS = J[T (г), V (z)] {Ф£ [Tcs, T (z)J +
+ 2(kle)T(z)}2nrEdz. (4.3)
115
2. Излучение
d.Gr - qrdS = esG [Г1 (г) — Tc] 2nrEdz. (4.4)
Для цилиндрической геометрии электродов приведенная степень
черноты
es= [l/e£ + (r£/rc)(l/ec—I)]”1,
где еЕ, ес — степени черноты эмиттера и коллектора соответственно;
гЕ — радиус эмиттера; гс — внутренний радиус коллектора; о —
постоянная Стефана—Больцмана, о = 5,67 • 10~12 вт/(см2-град*);
Тс — температура коллектора.
3. Теплопроводность паров цезия
dGn = qa dS = (xcs/d) [T (z)—Tc] 2itrEdz, (4.5)
где xCs — коэффициент теплопроводности паров цезия.
4. Потери тепла теплопроводностью через токоввод эмиттера.
На границе эмиттера с токовводом поток тепла, поступающий
в токоввод, равен потоку тепла, уходящему с эмиттера:
G( = лг£ KE(dTldz) = лг* х( (dT/dz), (4.6)
где rt — радиус токоввода; х(, х£ — коэффициенты теплопровод-
ности токоввода и эмиттера соответственно. Эффективный коэффи-
циент теплопроводности эмиттера, состоящего из оболочки толщи-
ной 6 и горючего, определяется через коэффициенты теплопровод-
ности горючего хг и оболочки х0 по формуле
х£ = х0 (S/r£) (2—8/ге) + xr (1 — б/г£)2.
5. Джоулевы потери. При прохождении по участку эмиттера
длиной dz тока
1Е
I (г) = 2лг£ J[T(z'], V(z')]dz'
z
на этом участке будет выделяться джоулево тепло
1 1е I2
(Юл>к4лр£ j J[T(z'), V (г')] dz' } dz, (4.7)
I z '
где p£ — эффективная электропроводность эмиттера, определяется
через электропроводность оболочки р0 и горючего рг:
L Е \ rE ' Рг у rE ’ J
Распределение температуры по эмиттеру определяется уравнением
теплопроводности. Для цилиндрической геометрии при азиму-
тальной симметрии это уравнение для эмиттера имеет вид
— х£ДГ(г, r) = Q, (4.8)
116
где
д = А.АгА+^;
г dr dr dz2
Q — тепловыделение в эмиттере, вт!см3. Граничное условие
на боковой поверхности эмиттера
=^-(^ + ^r + gn)^f(^), (4.9)
dr|r = r£ *£ v
где qe, qr, qn определяются из выражений (4.3)—(4.5), при записи
которых использовано соотношение dS = 2nrEdz. Граничное ус-
ловие на свободном конце эмиттера (z = /£)
—\ (4.10)
d2|z = Z£ *£
На границе эмиттера с токовводом (z = 0) должны выполняться
условия непрерывности температуры и потока тепла, т. е.
Т|г= + о = П = -о; StKt^\ = SExE^\ , (4.11)
dz \z = — 0 dz |z=-{-0
где St, SE — площадь поперечного сечения токоввода и эмиттера
соответственно.
При расчете электрических характеристик ТЭП наибольший ин-
терес представляет распределение температуры поверхности эмит-
тера по его длине (вдоль оси г). Поэтому приведем двумерное урав-
нение (4.8) к более простому одномерному. Для этого проинтегри-
руем уравнение (4.8) по элементу эмиттера длиной dz и объемом
v = nrEdz. Поскольку А = div grad, то
§ div grad Tdv= § grad TdS = — (nrE/xE) Qdz, (4.12)
v S
где интегрирование ведется по боковой поверхности элемента dv
площадью 2wEdz и торцевым поверхностям площадью 2ztrdr. Ска-
лярное произведение grad TdS равно (dT/dti)dS, где производная
берется по нормали п к поверхности элемента. На боковой поверх-
ности элемента имеем dTIdn = dT/dr\ r=rE- Используя граничное
условие (4.9), получаем | Г=ГЕ =- —f (Г) | Г=Г£. На
торцевых поверхностях dT/dn = ±dT/dz, где знак «+» соответст-
вует направлению нормали, совпадающему с направлением оси
г, а знак «—» соответствует противоположному направлению. Таким
образом, интеграл по поверхности элемента dv имеет вид
ге гЕ
— J [dT (z, r)/dz] 2nrdr + J [dT (z+dz, r)/dz]2n,rdr—
о о
— f [T (z, о?)] 2nrE dz = nrE (Q/ke) dz. (4.13)
117
Но — dT (г’ | dT (z + dz’ r) = d2 т {г'r) dz
dz dz dz1
поэтому вместо уравнения (4.13) запишем
(Гр \
п I
f T (г, r)-2nr dr dz—
J /
0 7
---?-f[T(z,rE)]dz =——-0—dz.
rE %E
rE
Введем температуру T (г) = (1/лг|) § Т (z,r)2nrdr. В результате
о
получим [сТТ (z)!dz2]—(2/ге) f(T)r=rE =—Q/ke или с помощью (4.9)
[d2T(z)/dz2] — (2/KErE)(qe + qr + qn)=: — QI*e- (4.14)
В правой части уравнения (4.14) величина Q представляет собой
полное тепловыделение в единице объема эмиттера в единицу вре-
мени. При использовании ядерной энергии для нагрева эмиттера
в значение Q входит тепловая энергия Qf, выделяющаяся в эмиттере
в результате деления ядер горючего. В Q входит джоулево
тепло, выделяющееся при прохождении по эмиттеру тока I (г),
1Е
т. е. Q Q; (4ре/гЬ) { J [Т (z'), V (z')] dz'}2. Подставляя это
2
равенство в уравнение (4.14) и используя выражения (4.3)—
(4.5), получаем окончательно одномерное уравнение теплопровод-
ности для эмиттера ([11—13], а также работа [13] гл. 2):
= (Z) ~ + ^7 {ф (Т (г)’ ?cs)+2(fe/e)r (г)}7 (Г,Ю+
' 1Е
J J (Г, V)dz'
Qf
ЛЕ
-^-[T(z)~Tc]---
ЛЕ rE d *E rE
(4.15)
Граничные условия имеют вид
dT\ пгр
-~~{qr+qnY
dzjz = !E ЛЕ
2 dTl 2 dTl
'/-E ЛГЕ —Htnrt —
dz |z= + o dz |z= — о
Г|г = ^0 = Г|г= + о=Г0,
(4.16)
(4.17)
' (4.18)
где x(, rt — коэффициент теплопроводности и радиус токоввода соот-
ветственно. В условии (4.18) индекс 0 у температуры означает зна-
чение Т при z = 0. Последние два граничных условия представля-
ют собой условия непрерывности температуры и потока тепла на
границе эмиттера с токовводом. Но поскольку тепловой поток и
118
температура токоввода при г = 0 не определены, то необходимо
рассмотреть еще уравнение теплопроводности и для токоввода.
В отличие от эмиттера в токовводе отсутствует электронное охлаж-
дение и нет выделения ядерной энергии, за исключением энергии,
выделяющейся при поглощении у-излучения, которую обозначим
Qv (эта величина вводит в Qf — энергию деления, выделяющуюся
в эмиттере). Поэтому одномерное уравнение теплопроводности для
токоввода имеет вид
х( nr2 (d2r/dz2) = 2nr(e(o(T4—Тс) +
+ 2лг( ~(Т- ТС)—(Р ptlurl)-Qy лг?, (4.19)
где ef — приведенная степень черноты токоввода; / — полный ток
преобразователя; р( — электропроводность токоввода. Граничные
условия при 2 = 6 записаны выше (4.17) и (4.18). Будем считать,
что при z = —lt температура токоввода равна некоторой фикси-
рованной величине Tt, т. е.
Г|г=_/(=Т(, (4.20)
где lt—длина токоввода. Решим уравнение (4.19). Умножим обе
части уравнения (4.19) на dT/dz и разделим на хщг2. Поскольку
dT (TT 1 d (dT\2
= т • , то получим
dz dz* 2 dz \dz / ’ J
1 d / dT \2_( 2е/ p Тс) |
2 dz \ dz I ( X( rt
+ ^L.(T~TC}----------------~JF- (4-21)
После интегрирования (4.21) будем иметь:
,^cs_ т , Г------т \ т Г [/ Pt-----+с= 1р(Г q (4 22)
*trtd u I (ЯгП2х(
где С — постоянная интегрирования. Из уравнения (4.22) следует:
dT/dz = /2Т (Т, С), или
$ dz = $dT/V2¥(Т, С), (4.23)
где ¥ (Т, С) определено уравнением (4.22).
Используя граничное условие (4.20) из (4.23), получаем
z + lt= f dT/V 2W(T, С). (4.24)
119
Граничное условие (4.18) позволяет получить уравнение, определяю-
щее постоянную интегрирования С. Так как То -= Т при г =--= О,
то из (4.24) следует:
г.
J dT//2T(T, С)--/(.
(4-25)
Поскольку постоянная С уже определена, то можно записать
окончательное выражение для граничных условий к уравнению
теплопроводности для эмиттера. Используя выражение (4.22), для
dTtdz из условия (4.17) получаем:
_ — / _L) 2Д
dz |г —0 \ ГЕ /
Рис. 4.18. Диаграмма потенциальной
энергии электрона в ТЭП.
/2ЧГ(ТО, С). (4.26)
Решение уравнения (4.15) с
граничными условиями (4.16),
(4.18) и (4.26) определяет
распределение температуры
по эмиттеру, если известна
зависимость J [Т (z), V (z)].
Но так как плотность тока
зависит и от потенциала, то
необходимо получить еще
уравнение, определяющее
распределение потенциала по
эмиттеру.
Как уже отмечалось, для
лабораторной модели в боль-
шинстве случаев полезное
напряжение из-за малости
электрических потерь пред-
ставляет собой разность потенциалов между электродами.
Обозначим полезное напряжение лабораторной модели преобра-
зователя, измеряемое непосредственно на электродах, Up
(рис. 4.18). Для энергетической модели ТЭП при большом полном
токе потери напряжения составляют заметную долю от полезного
напряжения. Составляющие этих потерь напряжения следующие:
на эмиттере Ue, на коллекторе Uc, на токовводе п других провод-
никах Ut. Для энергетической модели ТЭП при одинаковых с лабо-
раторной моделью материалах электродов, давлении паров цезия и
межэлектродном расстоянии полезное напряжение Йпр меньше
полезного напряжения лабораторной модели (7р (см. рис. 4.18)
на величину перечисленных выше потерь, т. е.
= Up - Ut - UE. (4.27)
Для простоты изложения падение напряжения на коллекторе при-
нято равным нулю, хотя в приведенных ниже результатах расчетов
это падение напряжения учтено. Изменение потенциала на участке
120
эмиттера от точки z () до точки г обозначим V2, тогда равенство
(4.27) записано для свободного торца эмиттера (z = /£), где V2 =
= UЕ- Для точки z -= 0, где Vz = 0, равенство (4.27) следует запи-
сать в виде (7пр = (7р — Ut. Для произвольной точки эмиттера
z имеем
(7пр - Up - Ut - Vz. (4.28)
Очевидно, потенциал точки эмиттера z = 0 отличается от потенциа-
ла точки z — /£ на V -= Ue- А поскольку потенциал коллектора
одинаков во всех его точках (по предположению), то внутренняя
разность потенциалов между электродами в точке z = 1Е, обозна-
ченная \К. меньше соответствующей разности потенциалов при
z — 0, обозначенной АУ0, на величину U е, т. е.
ЛЦ,- АЕг = UE. (4.29)
Для произвольной точки эмиттера z имеем Л |/0 — AEZ = Vz.
Рассмотрим теперь два участка эмиттера энергетической модели
ТЭП длиной dz каждый, причем первый участок находится вблизи
точки z = 0, а второй — вблизи точки г — /£. Как отмечалось вы-
ше, оба эти участка можно рассматривать как изотермические.
Предположим, что температура обоих участков равна Т. Если внут-
ренняя разность потециалов между электродами для первого участ-
ка АК0 соответствует плотности тока Jo, а падение напряжения по
эмиттеру равно Ue, то согласно равенству (4.29) внутренняя раз-
ность потенциалов между электродами для второго участка AV';
меньше Л1/о на величину Ue- В результате плотность тока для
второго участка эмиттера (z = /£) в соответствии с видом вольт-
амперных характеристик (см., например, рис. 4.7) будет меньше
Jo. Таким образом, если бы эмиттер был изотермическим, то пере-
мещение по эмиттеру от точки z = 0 к точке z = 1Е соответствовало
бы перемещению по вольт-амперной характеристике лабораторной
модели ТЭП в сторону больших полезных напряжений (в сторону
меньших плотностей тока), как указано стрелкой на рис. 4.7.
В действительности эмиттер энергетической модели ТЭП не изотер-
мичен, поэтому помимо перемещения по потенциалу одновременно
происходит перемещение по температуре.
Рассмотрим распределение потенциала по эмиттеру. На участке
эмиттера между точками z и z dz изменение потенциала dV (z)
вследствие протекания тока I (г) через поперечное сечение эмиттера
площадью пге определяется уравнением
рР dz
dV (z) = —^5—/ (z). (4.30)
ЯГ£
Изменение полного тока I (г), протекающего вдоль оси эмиттера,
происходит вследствие эмиссии электронов с боковой поверхности
эмиттера. Если на участке эмиттера длиной dz плотность эмиссион-
121
dV (г)
dz
ного тока считать постоянной и равной J [Т, V (z)l, то изменение
полного тока на этом участке равно
dl(z)=—J [Т, V (z)]2rtrEdz. (4.31)
Дифференцируя уравнение (4.30) и подставляя полученное выра-
жение для di (z)/dz в уравнение (4.31), получаем
d- V (г) 2рР
=-----^JlT,V(z)] (4.32)
Граничные условия для этого уравнения имеют вид
= 0; Г(г-0) = (/пр + (7г. (4.33)
2 = /£
Уравнение (4.32) с граничными условиями (4.33) определяет распре-
деление потенциала по эмиттеру при известной зависимости
J [Т, V (z)]. Совместное решение уравнений (4.15) и (4.32) с гра-
ничными условиями (4.16), (4.18), (4.26) и (4.33) при использовании
зависимости J [Т, V (z)|, полученной либо экспериментально на ла-
бораторной модели ТЭП с изотермическим эмиттером, либо теорети-
чески для различных значений Т и V, позволяет получить следую-
щую информацию: распределение температуры по эмиттеру; распре-
деление потенциала по эмиттеру; распределение плотности тока
эмиссии по эмиттеру; вольт-амперную характеристику преобразо-
вателя / = / (17пр); к. п. д. и полную полезную электрическую мощ-
ность преобразователя; составляющие тепловых потерь эмиттером;
составляющие электрических потерь преобразователем.
Полезная электрическая мощность ТЭП равна произведению
полезного напряжения преобразователя (/пр на полный ток
/: Ре = /1/пр. Используя выражение (4.2), получаем:
1Е
Ре = 2тсгЕиар J J(T, V)dz. (4.34)
о
Составляющие тепловых потерь с боковой поверхности эмиттера
определяются интегрированием выражений (4.3)— (4.5):
потери тепла электронным охлаждением
1Е
GK ‘2nrf: $ J(T, V){<p£ (Г, TCs) + 2kTle} dz;
о
потери тепла излучением
!е
Gr-- 2nr£gso {T*(z)— Ttydz;
о
122
потери тепла теплопроводностью паров цезия
2лгРиг.
G„ =—[T(z)-Tc]dz.
a J
о
Джоулево тепло, выделяющееся в эмиттере:
‘eUe ]2
G.lJh — 4лрг Ц J [Т (г') V (z')l dz’\ dz.
о Iг • J
Помимо потерь энергии с боковой поверхности имеются еще потери
тепловой энергии с торцевой поверхности эмиттера:
Gr= n.rc(qn + qr)\z=iE.
Потери тепловой энергии теплопроводностью через токоввод опреде-
ляются выражением (4.6). В результате коэффициент полезного
действия преобразователя
Ч = Pe/Ge + Gr + Ga + Gt~ 6ДЖ +Gr.
Значения параметров, использованные Таблица 4.7
в расчетах
Параметр Эмнттер Токоввод эмиттера
оболочка горючее
Радиус г, см 0,5 0,4 0,3—0,5
Длина 1, см Средний коэффициент: 2,0—7,0 2,0—7,0 2,0
электропроводности, ом-см 0,56-10-4 4,5-10-4 0,5-10-»
теплопроводности, вт/(см-град) 1,2 0,18 0,46
Эффективная степень черноты 0,25 — 0,25
Электрические характеристики ТЭП зависят от большого коли-
чества различных параметров, в том числе от состояния межэлект-
родной среды, геометрических размеров преобразователя, свойств
используемых материалов. Поэтому получение общих зависимостей
электрических характеристик преобразователя от различных пара-
метров ТЭП требует проведения большого количества вариантных
расчетов в каждом конкретном случае. Ниже приведены некоторые
результаты расчетов, полученные численным решением уравнений
(4.15), (4.32) с соответствующими граничными условиями. Зависи-
мость J (Т, V) представлялась в виде таблицы J (Т, Up), для сос-
тавления которой были использованы экспериментальные вольт-
амперные характеристики лабораторной модели ТЭП [16] для ТЕ =
= 1800 и 2000° К, приведенные на рис. 4.6, 4.7, при TCs = 620° К,
d = 0,25 мм. Значения использованных при расчетах параметров
приведены в табл. 4.7. Зависимость <р (777cs) определялась с по-
123
мощью уравнения (2.11) с использованием выражений (2.12) для
коэффициентов а (ср0) и Ь (<р0) и значения ф0 = 5,14 в [2]. Для полу-
чения каждой точки вольт-амперной характеристики энергети-
ческой модели ТЭП исходными величинами являлись полезное
напряжение Up лабораторной модели ТЭП и тепловыделение
в эмиттере Qf.
На рис. 4.19 приведены зависимости средней по эмиттеру удель-
ной электрической мощности и к. п. д. преобразователя от длины
эмиттера при различных зна-
чениях радиуса токоввода. Диа-
метр эмиттера и длина токо-
ввода при этом считались по-
стоянными (см табл. 4.7). Зна-
чение средней по эмиттеру удель-
Рис. 4.19. Зависимость средней удель-
ной электрической мощности и к. п. д.
преобразователя от длины эмиттера:
Рис. 4.20. Распределение температуры
и плотности тока по длине эмиттера
при 7е=18ОО° С:
7 — холостой ход; 2 — максималь-
ный к. п д.; 3 — максимальная мощ-
ность, 4 короткое замыкание
ной электрической мощности р определено из соотношения
р = РеК2пгс1р), где Ре дано выражением (4.34).
Наличие максимума объясняется тем, что при малых 1Е относи-
тельно велика роль потери тепла теплопроводностью через токо-
ввод, а при больших 1С велико падение напряжения на эмиттере
UЕ- В принципе при некоторой длине эмиттера падение напряже-
ния оказывается настолько большим, что полезное напряжение
Unp, а следовательно, и полезная электрическая мощность, и к. п. д.
преобразователя становятся равными нулю. Для рассматриваемого
случая, например при rt = 0,4 см, предельная длина эмиттера рав-
на примерно 10 см. При уменьшении геометрических размеров ТЭП
средняя по эмиттеру удельная электрическая мощность и к. п. д.
увеличиваются. Абсолютный максимум при этом не достигается,
так как электрические характеристики ТЭП с уменьшением его раз-
меров приближаются к электрическим характеристикам лаборатор-
ной модели со свойственными ей изотермичностью эмиттера и ма-
124
лыми электрическими потерями. Сказанное выше справедливо при
условии, что максимальная температура эмиттера сохраняется
постоянной при изменении геометрических размеров ТЭП.
В качестве примера приведем значения тепловых и электрических
характеристик ТЭП для случая, когда геометрические размеры ТЭП
и полезное напряжение (при использовании указанных выше вольт-
амперных характеристик лабораторной модели) близки к оптималь-
ным:
Полная тепловая мощность, подводимая к эмиттеру, вт 940
Джоулев нагрев эмиттера, вт 10
Потери тепла, вт:
излучением 315
током эмиссии 475
теплопроводностью через токоввод 105
теплопроводностью через пары цезия 40
излучением с торца эмиттера 15
Полная полезная электрическая мощность, вт 128
Джоулев нагрев токоввода, вт 17
Полный ток, а 204,5
Средняя плотность тока, а/см? 13,0
Полезное напряжение, в 0,625
Удельная полезная электрическая мощность, вт/см? 8,13
К. п. д., % 13,5
Температура эмиттера, °К:
максимальная 2000
минимальная 1795
свободного торца 1985
Приведенные характеристики получены при следующих зна-
чениях параметров: rt = 0,4 см, 1е = 5,0 см, Тс = 1000° К, xcs =
— 0,65 • 10~4 втЦсм • град), остальные параметры приведены
в табл. 4.7.
Как видно, для рассматриваемого случая электронное охлажде-
ние эмиттера составляет примерно 50% всех тепловых потерь эмит-
тера. В этом случае изменение элекрической нагрузки приводит
к значительному изменению температурного режима эмиттера
ТЭП. На рис. 4.20 приведены распределения по длине эмиттера
температуры и плотности эмиссионного тока для разных точек
вольт-амперной характеристики ТЭП при Тмакс = 1800° С: ра-
зомкнутой цепи (/), максимального к. п. д. (2), максимальной мощ-
ности (3) и короткого замыкания (4). Данные рис. 4.20 получены
для коаксиального преобразователя с эмиттером длиной 2,5 см,
диаметром 1,5 см и толщиной оболочки 0,1 см при d 0,127 мм при
использовании экспериментальных вольт-амперных характеристик
лабораторной модели ТЭП [14]. Данные рис. 4.20 указывают на
сильное влияние средней по эмиттеру плотности эмиссионного тока
J на температурный режим эмиттера и, в частности, на неравно-
мерность распределения температуры по эмиттеру. При увеличении
средней плотности тока J от нуля в случае разомкнутой цепи (кри-
вая 1 на рис. 4.20) до J « 50 а! см2 в случае короткого замыкания
(кривая 4) перепад температуры по эмиттеру уменьшается с 500
до 100° К.
125
Сравним теперь результаты, полученные по приближенной фор-
муле (1.25) для оптимальной геометрии идеального ТЭП, с резуль-
татами расчета характеристик ТЭП с учетом реальных процессов,
происходящих в ТЭП. Согласно приведенным на рис. 4.19 зависи-
мостям при rt = 0,4 см оптимальная длина эмиттера равна пример-
но 4,0 см. При этом к. п. д. равен 0,136, I = 156 а, Т = 1400° К,
АТ = 790° К, а р( = 0,5-10 1 ом-см. Подставляя эти значения
в формулу (1.25), получаем ltlnr2t = 4,75см!смг, в то же время сог-
ласно рис. 4.19 ltlTtr\ = 4 см! см1.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Уилсон В. Лабораторные испытания ТЭП. — «Прямое преобразование
тепловой энергии в электрическую и топливные элементы». Информ,
бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1971, вып. 5, с. 188.
2. Либ Д., ДонекерА., Руфе Ф. Характеристики ТЭП с эмиттером из моно-
кристалла вольфрама (ПО) и ниобиевым коллектором. — Там же, с. 82.
3. Уилкинс Д. и др. Теоретическое рассмотрение методов улучшения харак-
теристик термоэмиссионного преобразователя. — «Прямое преобразо-
вание тепловой энергии в электрическую и топливные элементы».
Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1971, вып. 8, с. 118.
4. Рухлов П. Технология термоэмиссионного преобразователя. «Термоэмис-
сионное преобразование энергии». Пер. с англ. Под ред. Д. В. Каретни-
кова, Р. Я. Кучерова, И. С. Мосевицкого. М., Атомиздат, 1971, с. 151.
5. Степфер Г. Программа ресурсных испытаний термоэмиссионных преоб-
разователей. — «Прямое преобразование тепловой энергии в электри-
ческую и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1971,
вып. 6, с. 120.
6. Эрнст Д. Результаты ресурсных испытаний цилиндрических диодов
с вольфрамовыми эмиттерами. —Там же, с. 116.
7. Клемо М. и др. Ресурсные испытания и стабильность характеристик ци-
линдрических термоэмиссионных преобразователей. — «Прямое преоб-
разование тепловой энергии в электрическую и топливные элементы.»
Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1971, вып. 5, с. 94.
3. Джестер А. и др. Разработка ТЭП для термоэмиссионного реактора ФРГ. —
Там же, с. 102.
9. Псеротакис Дж. Термоэмиссионные преобразователи энергии, наполненные
смесью паров. —«Прямое преобразование тепловой энергии в электри-
ческую и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1967,
вып. 8, с. 79.
10. Psarouthakis J. Thermionic energy conversion: alkaline earths and ce-
sium vapors. —«Nucl. Sci. Abstr.», 1967, v. 21, No. 2, p. 257.
И. Шок А. Анализ и оптимизация диодов с длинными катодами. — «Прямое
преобразование тепловой энергии в электрическую и топливные эле-
менты». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1969, вып. 7, с. 169.
12. Бровальский Ю. А. н др. Обобщенный расчет вольт-амперных характе-
ристик и полей температуры термоэмиссионных преобразователей на
основе данных испытаний изотермического ТЭП. — Термоэмиссионное
преобразование энергии. Сб. докл. сов. ученых на II Междунар. конф,
по термоэмиссионному преобразованию энергии. Стреза, Италия, 27—31
мая 1968. М., изд. ВНИИТ. 1969, с. 281.
13. Мосевицкий И. С. Методы расчета и оптимизации термоэмиссионных
электрогенерирующих элементов. — Там же, с. 295.
14. Уилсон В., Лауренс И. Рабочие характеристики термоэмиссионных
преобразователей с Re—Ni и W—Ni электродами. — «Прямое преобра-
зование тепловой энергии в электрическую и топливные элементы».
Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1966, вып. 10, с. 112.
ГЛАВА 5
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УСТАНОВКИ
МАЛОЙ МОЩНОСТИ
§ 5.1. ТЕРМОЭМИССИОННЫЙ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЬ
СОЛНЕЧНОЙ ЭНЕРГИИ
Установка с термоэмиссионным преобразованием солнечной
энергии (СТЭУ) представляет собой генератор электрической энер-
гии, в котором нагрев эмиттера термоэмиссионного преобразова-
теля осуществляется солнечной энергией. Под солнечной энергией
понимается непосредственно солнечное излучение. Использование
СТЭУ возможно как в наземных условиях в районах с достаточно
большим количеством солнечных дней, так и в космических усло-
виях. Четыре основные особенности солнечной энергии определяют
достоинства и недостатки СТЭУ: во-первых, солнечная энергия
является даровой; во-вторых, солнечная энергия неисчерпаема;
в-третьих, источник солнечной энергии определенным образом ори-
ентирован в пространстве; в-четвертых, интенсивность солнечного
излучения для околоземной области пространства сравнительно
мала.
Под неисчерпаемостью солнечной энергии понимаются, конечно,
огромные запасы энергии Солнца, хотя и не бесконечные, так что
ресурс работы СТЭУ определяется вероятностью и скоростью необ-
ратимых процессов, происходящих в самом генераторе и приво-
дящих к постепенному изменению режима работы СТЭУ или даже
ее разрушению (например, испаряемость материала эмиттера, хи-
мические взаимодействия или метеоритные повреждения).
Основные элементы СТЭУ: концентратор солнечной энергии,
собственно термоэмиссионный преобразователь (СТЭП) и следя-
щая система.
Наземная (или космическая) установка непрерывно перемеща-
ется отосительно Солнца, поэтому в СТЭУ необходимо предусмат-
ривать специальную следящую систему, постоянно ориентирующую
СТЭУ на Солнце. Наличие следящей системы, конечно, усложняет
конструкцию СТЭУ, и, кроме того, эта система потребляет часть
вырабатываемой электроэнергии. Как показывают теоретические
и экспериментальные исследования, отклонение от точной ориен-
тации на Солнце допускается в пределах 8—10'. При этом электри-
ческие характеристики СТЭП заметно не снижаются. Осуществление
даже более точной ориентации на Солнце (5—6') больших техни-
ческих трудностей не вызывает, при этом следящая система потреб-
ляет всего около 1,5% генерируемой СТЭУ электроэнергии [1].
127
Для околоземного пространства удельный поток солнечной
энергии составляет qn ж 1,98 кал! (см1 мин) = 0,14 вт!см2. В то
же время при работе СТЭП с к. п. д., например, равным 10%, и
при плотности электрической энергии 10 вт!см2 необходимый теп-
ловой поток на поверхность эмиттера должен составить 100 вт/слЛ
Следовательно, в СТЭУ необходимо иметь систему, концентирую-
щую солнечную энергию на эмиттер. Минимальное значение по-
верхности концентратора для данной площади поверхности эмит-
тера можно оценить в предположении, что потери солнечной энер-
гии обратным излучением с поверхности эмиттера отсутствуют, а
концентратор идеальный, т. е. не поглощающий и не рассеивающий
Рис. 5.1. Схема СТЭП с теплоприемной полостью (а) и с не-
сколькими ТЭП (б):
/ — эмиттер, 2 — коллектор, 3 — теплоприемная полость; 4 —
конценгратор.
солнечную энергию. В таком случае требуемая площадь концентра-
тора определяется из соотношения: SK = SE (p/i]<7o), где SK, SE —
площадь поверхности концентратора и эмиттера соответственно.
При ц = 0,10, р = 10 вт!м2 и SE = 2,0 см2 получим, что SK =
= 1430 см2. В действительности из-за наличия потерь площадь
концентратора должна быть еще больше.
Устройство термоэмиссионного преобразователя в СТЭУ в прин-
ципе не отличается от конструкций ТЭП, используемых в энерго-
установках различного назначения. Простейшим СТЭП является
система с плоскими электродами. Эмиттер находится в фокусе кон-
центратора, представляющего собой зеркало с высокой отражающей
способностью. Межэлектродный объем вакуумирован и заполнен
парами цезия. В более совершенной конструкции СТЭП эмиттер
(или несколько эмиттеров) выполнен в форме цилиндрического
стакана (рис. 5.1). Подобная форма эмиттера позволяет в большей
степени использовать солнечную энергию, направляемую в полость
стакана концентратором. Если интенсивность солнечного излуче-
128
7
0,07
0,065
0,06
Рис. 5.2. Зависимость к. п. д. СТЭУ от
удельной мощности СТЭП (диаметр
концентратора 1,5 л, интенсивность сол-
нечного излучения 814 вт/л<2):
1 — 7’^=1823° К; 2 — Те = 1923° К; 3 —
Те = 2023° К.
ния постоянна и система ориентирована идеально, то к. п. д. СТЭУ
определяется выражением
П = ПкПпПс.
где Як — интегральный коэффициент отражения для поверхности
концентратора; т]п — к. п. д. приемника солнечного излучения;
т],. — к. п. д. СТЭП; т|к не зависит от удельной электрической мощ-
ности генератора р, а цп и цс зависят от мощности, причем влияние
р на цп и цс в диапазоне рабочих температур СТЭП противополож-
но. При увеличении выходной электрической мощности цс возрас-
тает, а цп — уменьшается.
Уменьшение цп с ростом р вы-
звано увеличением потерь на
излучение из полости приемни-
ка и с поверхности эмиттера
ТЭП. На рис. 5.2 приведена
зависимость к. п. д. генерато-
ра от удельной электрической
мощности СТЭП для трех раз-
личных температур приемника
при диаметре концентратора
1,5 м для типичной конструк-
ции СТЭУ [1]. Зависимости
показывают, что оптималь-
ные значения к. п. д. СТЭУ
лежат в диапазоне 7—7,5%
и эти значения соответствуют удельной полезной электрической
мощности СТЭП 6—10 emlcM*. При использовании СТЭУ возможны
случаи, когда солнечное излучение не будет попадать на концент-
ратор. Для наземной установки это произойдет в ночное время или
в облачные дни, а для космической — при прохождении установки
по затененной части орбиты. Если электроэнергия требуется непре-
рывно, то необходимо аккумулировать энергию, вырабатываемую
генератором, с последующим расходованием ее в период затенен-
ности концентратора. В наземных условиях возможно использова-
ние аккумуляторных батарей, однако в космических условиях более
выгодны тепловые аккумуляторы, использующие теплоту фазо-
вых превращений материалов — плавления и кристаллизации [2].
Сконцентрированная солнечная энергия нагревает и расплавля-
ет вещество в тонкостенном цилиндре, соприкасающемся с эмитте-
ром. При попадании концентратора в тень вещество продолжает
нагревать эмиттер и, постепенно отдавая ему запасенную тепловую
энергию, поддерживать непрерывно требуемый температурный ре-
жим эмиттера СТЭП. В качестве материала теплового аккумуля-
тора можно использовать тугоплавкие металлы, бинарные соедине-
ния металлов, а также окислы металлов. При выборе материалов для
тепловых аккумуляторов большую роль играет совместимость этих
материалов с конструкционными материалами СТЭП. С учетом сов-
5 Зак. 667 129
местимости перспективными материалами для тепловых аккумуля-
торов являются окислы ВеО, MgO, СаО и их композиции. Сравне-
ние тепловых аккумуляторов с химическими показывает, что при
длительном сроке службы СТЭУ более выгодны тепловые аккуму-
ляторы.
§ 5.2. ТЕРМОЭМИССИОННЫЕ ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УСТАНОВКИ
НА ПРИРОДНОМ ТОПЛИВЕ
В энергетических установках с термоэмиссионным преобразо-
ванием в качестве источника тепловой энергии можно использовать
тепло, выделяющееся при химических реакциях горения обычного
природного топлива. Эффективная работа преобразователя требу-
ет рабочей температуры эмиттера не менее 1600° К- При дальней-
шем увеличении температуры эмиттера до 1900° К удельная
электрическая мощность примерно удваивается при повышении
температуры эмиттера на каждые 100° К. Для обеспечения подобного
температурного режима эмиттера необходима еще более высокая
температура пламени. В то же время температура пламени при
горении обычного природного топлива в воздухе равна примерно
1870° С (метан) — 1925° С (пропан) [3]. Поэтому необходимо или при-
менять специальное топливо с высокой температурой пламени, или
же принимать меры по повышению температуры пламени обычного
топлива (ископаемого), чего можно достичь предварительным подо-
гревом горючей смеси или воздуха. В этом случае можно использо-
вать тепло, отводимое с коллектора. Обогащение воздуха кисло-
родом также приводит к повышению температуры пламени, но этот
путь значительно усложняет конструкцию энергетической уста-
новки и не экономичен.
При создании энергетической установки с подогревом эмиттера
пламенем возникают две основные проблемы: во-первых, необ-
ходимо предохранить материал эмиттера от химического взаимо-
действия с продуктами горения, во-вторых, необходимо обеспечить
герметичность термоэмиссионного преобразователя и предотвратить
попадание продуктов горения в межэлектродный промежуток ТЭП.
Решение этих проблем связано с созданием защитной оболочки эмит-
тера. Защитная оболочка может быть отделена от эмиттера прост-
ранством, заполненным высокотемпературным теплоносителем
(жидкостью или газом), или же непосредственно примыкать к нему.
В первом случае оболочка не подвержена большим напряжениям
из-за различия в коэффициентах теплового расширения материа-
лов эмиттера и оболочки (что характерно для второго случая).
Однако неизбежные температурные градиенты по защитной обо-
лочке и теплоносителю значительно снижают рабочие температуры
эмиттера, что вызывает соответственно снижение удельной мощности
ТЭП, поскольку температуры пламени ограниченны. Более эффек-
тивно создание оболочки, находящейся в непосредственном кон-
такте с эмиттером. Подобная оболочка должна удовлетворять це-
130
лому ряду требований: коэффициенты теплового расширения мате-
риалов эмиттера и защитной оболочки должны быть примерно
одинаковыми, чтобы исключить возможный разрыв связи при термо-
качках; материалы эмиттера и оболочки должны быть химически
совместимы; материал оболочки должен быть непроницаем для про-
дуктов сгорания топлива. В качестве материалов защитной обо-
лочки исследовались такие, как дисилициды молибдена и вольфра-
ма, графит, карбид кремния, окислы бериллия, алюминия, цирко-
ния, тория, а также нитрид бора и другие материалы.
Для эмиттера из молибдена защитная оболочка из дисилицида
молибдена при температуре 1900° К выдерживала более 100 ч
(4]. Для эмиттера из вольфрама защитная оболочка из пиролити-
ческого карбида кремния SiC также выдерживала большую темпе-
ратуру, однако после небольшого числа циклов нагрева оболочка
из SiC отделилась от эмиттера. Разрушение связи произошло вслед-
ствие образования WSi2 на поверхности соприкосновения. Введе-
ние дополнительного углерода между оболочкой и эмиттером пре-
дотвращает образование WSi2 и тем самым — разрыв связи. При
испытании системы SiC—С—W в течение более 2000 ч не было об-
наружено нарушения связи между оболочкой из SiC и эмиттером
из вольфрама [5]. Защитная оболочка из окиси алюминия выдержи-
вает более 1000 ч и более 60 термоциклов [6].
Важная роль в улучшении характеристик генераторов электро-
энергии с термоэмиссионным преобразованием, работающих на при-
родном топливе, принадлежит тепловым трубкам. При использо-
вании тепловой трубки для подачи тепла от камеры сгорания к эмит-
теру возможна работа как камеры сгорания, так и ТЭП в индиви-
дуальных оптимальных режимах. Например, если наибольший
к. п. д. камеры сгорания достигается при удельном тепловом пото-
ке, отводимом от камеры, 15 вт!смг, а в оптимальном режиме работы
ТЭП необходим подвод тепловой мощности к эмиттеру 30 enilcir,
то применение тепловой трубки с входным сечением, вдвое большим
выходного, позволяет осуществить одновременно оптимальные ре-
жимы работы камеры сгорания и ТЭП. В случае применения тепло-
вой трубки необходимо защищать от взаимодействия с продуктами
сгорания уже не эмиттер, а тепловую трубку.
Очевидно, использование генераторов электроэнергии с термо-
эмиссионным преобразованием тепловой энергии, выделяющейся
при сгорании органического топлива, наиболее оправдано в тех
случаях, когда необходим автономный источник электроэнергии
сравнительно небольшой мощности. На рис. 5.3 приведена схема
термоэмиссионного преобразователя с непосредственным нагревом
эмиттера в пламени при сгорании природного топлива (газолина)
[5]. С помощью тепловой трубки тепло с никелевого коллектора пе-
редается охлаждающим ребрам, сброс тепла с которых происходит
посредством конвекции. В качестве рабочего тела в тепловой труб-
ке используется калий, а в качестве материала оболочки — никель.
Эффективная теплопроводность тепловой трубки в 5—10 раз превы-
5* 131
Рис. 5.3. Схема ТЭП генератора, работающего на природ-
ном топливе:
/ — коллектор из никеля; 2— эмиттер из вольфрама; <3 —
токоввод эмиттера; 4 — токовывод коллектора; 5—-резервуар
с цезием; 6 — охлаждающие ребра; 7 — изолятор; 8 — фи-
тиль тепловой трубки.
шает теплопроводность медного стержня с той же площадью попе-
речного сечения. Межэлектродный промежуток в ТЭП равен 0,25мм.
При температуре эмиттера 1450° С предполагаемая электрическая
мощность генератора равна 100 вт.
На рис. 5.4 приведена схема еще одного варианта ТЭП, пред-
назначенного для работы на природном топливе [6]. В этом варианте
тепло от камеры сгорания передается эмиттеру тепловой трубкой,
а с помощью теплообменника осуществляется предварительный
подогрев воздуха теплом, отводимым с коллектора. Предполагает-
ся, что 12 ТЭП, соединенных последовательно-параллельно, обра-
зуют один блок, электрическая мощность которого составит 1 кет,
а к. п. д. 13%. Объем одного блока около 0,04 м\ Масса энерго-
установки, составленной из трех блоков, низковольтного преобра-
зователя тока, регулятора напряжения и системы получения теп-
Рис. 5.4. Схема ТЭП с тепловой трубкой генератора, ра-
ботающего на природном топливе:
/ — полость, заполненная инертным газом: 2— токоввод
эмиттера; 3 — токовывод коллектора; 4 — радиатор; 5 — кол-
лектор; 6 — эмиттер; 7 — защитная оболочка (керамика); 8 —
тепловая трубка.
132
ловой энергии с баками горючего, равна примерно 66 кг. Эта энер-
гоустанока рассчитана на получение постоянного или перемен-
ного тока частотой 50—60 или 400 гц при стандартном напряжении
28 в и общем к. п. д. всей установки 6%.
§ 5.3. ТЕПЛОВЫЕ ТРУБКИ
Введение. Тепловая трубка представляет собой устройство,
позволяющее переносить большое количество тепла с эффективной
теплопроводностью, в тысячи раз большей теплопроводности ме-
таллического стержня тех же размеров. Тепловая трубка состоит
из собственно трубки, являющейся оболочкой, капиллярной си-
стемы — фитиля, расположенного по внутренней поверхности труб-
ки и заполненного рабочей жидкостью, и центральной полости для
пара. Принципиальная схема тепловой трубки изображена на
рис. 5.5. Тепловая энергия от нагреваемого участка трубки —
испарителя переносится к охлаждаемому концу трубки — кон-
денсатору в виде внутренней энергии (теплоты испарения). Поры
капиллярной системы заполнены жидкостью. При нагревании
испарительного участка трубки и охлаждении конденсатора темпе-
ратура жидкости в испарителе поддерживается более высокой,
чем в конденсаторе. В соответствии с этим давление насыщенных
паров в испарителе р2 больше, чем давление паров в конденсаторе
рт. Под действием перепада давления Дрп = р2 — р{ пар переме-
щается в охлаждаемый конец трубки, где происходит конденсация
пара и выделение теплоты испарения. Теплота, выделившаяся
в конденсаторе, отводится теплопроводностью через фитиль и стен-
ки трубки наружу. Сконденсировавшаяся жидкость поступает
в поры фитиля и под действием капиллярных сил возвращается
в испаритель. Испарение жидкости в нагреваемом участке трубки
меняет форму мениска в испарителе. Радиус мениска г2 больше или
равен наибольшему радиусу поры в капиллярной системе. В ре-
зультате в установившемся режиме давление в приграничном слое
жидкости будет равно р2 — (2у/г2), где у — поверхностное натяже-
133
ние. В конденсаторе соответствующее давление равно
Разность давлений в жидкости равна Држ = 2у [(1/г2) — (1/^)1 ~
— АРп*-
При выборе достаточно малых размеров пор разность давле-
ний в жидкости можно сделать положительной, т. е. направленной
от конденсатора к испарителю. Под действием перепада давления
жидкость перемещается из конденсатора в испаритель, преодолевая
сопротивление сил вязкости. В испарителе снова происходит испа-
рение жидкости, и цикл продолжается.
Конструкция капиллярной системы может быть различной.
На рис. 5.6 показаны некоторые возможные формы капилляров:
многослойная сетка с малыми ячейками, плотно прилегающая
Рис. 5.6. Варианты конструкции капиллярной систе-
мы тепловой трубки.
к внутренней поверхности трубки (/); открытые каналы в стенке
трубки сетка на небольшом расстоянии от трубки, образующая
кольцевой канал для жидкости (<?); гофрированный экран, образу-
ющий со стенкой трубки продольные каналы треугольной формы (4);
каналы в стенке трубки, закрытые экраном (5); комбинация трубок
для основного потока жидкости с многослойным экраном (6) [7].
Конструкция капиллярной системы оказывает большое влияние
на максимальный тепловой поток, передаваемый трубкой. Кроме
того, имеется целый ряд факторов, ограничивающих передаваемый
поток тепла: скорость движения пара, достигающая звуковой; ув-
лечение жидкости паром; перегрев жидкости в порах и вскипание
жидкости.
На рис. 5.7 схематически показано влияние различных факто-
ров на передаваемый поток тепла при использовании расплавлен-
ного металла в качестве рабочей жидкости. Участок 1—2, показы-
вающий ограничение теплопереноса по скорости звука, имеет уни-
версальный характер и не зависит от конструкции фитиля, а поло-
жение остальных участков определяется устройствами фитиля.
* При горизонтальном расположении тепловой трубки. В противном
случае необходимо учесть силу тяжести.
134
Ограничение скорости теплопереноса скоростью пара. Ограни-
чению скорости теплопереноса скоростью движения пара в паровом
канале соответствует участок кривой 1—2 на рис. 5.7. Плотность
теплового потока вдоль оси трубки на выходе испарителя пропор-
циональна скорости пара, т. е. q2~ Q/S ~ ^vL, где Q — поток
тепла; S—площадь поперечного сечения парового канала: р, v —
средние по радиусу канала плотность и скорость пара соответствен-
но; L — удельная теплота испарения. Когда средняя скорость пара
на выходе испарителя сравнивается со скоростью звука, тепловой
Рис. 5.7. Кривые ограниче-
ния предельных тепловых
потоков тепловой трубки:
1—2 — скорость звука, 2—
3 — увлечение жидкости
3—4 — структура фитиля,
4—5 — вскипание жидкости
Рис. 5.8. Расчетные (пунк-
тир) и экспериментальные
(сплошные линии) зависи-
мости предельного по скоро-
сти звука потока тепла от
максимальной температуры
испарителя для натриевых,
калиевых и цезиевых тепло-
вых трубок.
поток достигает предельного значения. Подобный случай может воз-
никнуть, если при постоянном подводе тепла к испарителю снизить
температуру конденсатора посредством увеличения скорости от-
вода тепла. При этом плотность пара будет уменьшаться, а ско-
рость возрастать, пока не достигнет звуковой. При достижении
скорости звука на выходе испарителя плотность пара в конденса-
торе может уменьшаться до тех пор, пока длина свободного про-
бега молекул пара не сравняется с диаметром парового канала.
По существу пар конденсируется, не успев заполнить весь объем
конденсатора.
Ограничения скорости передачи тепла по скорости пара, дости-
гающей звуковой, могут возникнуть также при запуске тепловой
трубки или в режиме ее работы при низких давлениях пара (или
при большом перепаде температуры по тепловой трубке).
Предельная по скорости звука скорость передачи тепла су-
ществует при различных рабочих температурах тепловых трубок
в зависимости от типа используемой рабочей жидкости. На
135
рис. 5.8 приведены кривые ограничения теплопередачи скоростью
звука для натрия, калия и цезия — наиболее типичных материа-
лов рабочей жидкости в тепловых трубках. На этом же рисунке
приведены расчетные кривые, полученные по формуле
Qs/S = pvL/ ]/2(Л + 1),
где Qs — предельная (по звуку) скорость передачи тепла;
k = c1,:Cv —отношение теплоемкостей; р — плотность пара в нача-
ле зоны испарения; v — скорость звука при температуре пара в на-
чале зоны испарения; S и L определены выше.
Ограничение теплопередачи увлечением жидкости паром. Огра-
ничению скорости теплопередачи увлечением жидкости паром со-
ответствует участок 2—3 на рис. 5.7. Поверхность раздел? жид-
кости и пара не бывает обычно гладкой. Периодическая структура
фитиля, определяемая размером ячейки сетки, типом сетки или
размером проволоки, приводит к периодической неоднородности
профиля поверхности раздела. Если скорость пара велика, то из-за
динамической нестабильности поверхности раздела жидкость —
пар возможно появление волн. Ситуация в данном случае анало-
гична образованию волн на воде при сильном ветре. Увеличение
высоты волн приводит к образованию капелек, отрыву их от слоя
жидкости и увлечению паром. При этом капли приобретают ско-
рость в направлении, противоположном движению жидкости в фи-
тиле. Попадая снова в жидкость, капельки замедляют ее движение
к испарителю. Часть капель уносится паром в конденсатор и тем
самым теряется для теплопереноса. Капиллярная система уже не
в состоянии обеспечить прежнюю скорость циркуляции жидкости,
и нормальное функционирование трубки прекращается.
Ограничение скорости теплопереноса скоростью жидкости.
Ограничению скорости теплопереноса скоростью перемещения
жидкости по капиллярной системе соответствует участок 3—4
на рис. 5.7. Предельный тепловой поток, передаваемый трубкой,
зависит от скорости циркуляции жидкости, которая, в свою оче-
редь, определяется балансом давлений в тепловой трубке. Интег-
рал от градиента давлений по замкнутому контуру жидкость —
пар должен быть равен нулю. Этот интеграл состоит из трех частей:
из интегралов по перепадам давлений в паре и жидкости и по пе-
репадам давлений при переходе через поверхность раздела жид-
кость—пар [7]. Падение давления в жидкости зависит от конструк-
ции капиллярной системы. Для оптимальной с точки зрения пре-
дельного теплового потока кольцевой капиллярной системы (типов
/, 2, 3, 5 на рис. 5.6) Ван Андель [8] составил номограмму (рис. 5.9),
позволяющую определить предельный тепловой поток по типу ра-
бочей жидкости, рабочей температуре, диаметру парового канала
и эффективной длине, равной сумме полудлины зоны нагрева и
длины зоны, экранированной от подвода тепла. Для примера на
номограмме показано, что при эффективной длине трубки 1 м и
136
4
l\
l/d
-500
-300
200
-150
--100
:-80
60
'Ztr"-
30
--20
-10
djCM
-10
-7
5
-4
3
-1,5
-1
--0,7
0,5
Рис. 5.9. Номограмма для предельного теплового потока
тепловой трубки с оптимальной кольцевой капиллярной
системой:
Смаке — максимальный тепловой поток; I — эффектив-
ная длина, равная сумме полудлины зоны нагрева и
длины зоны экранировки; d—диаметр парового канала.
диаметре парового канала 2 см предельный тепловой поток при рабо-
чей температуре 800° С и при использовании натрия в качестве ра-
бочей жидкости равен 5 кет, а для лития при 1600° С —50 кет,
Ограничение скорости теплопереноса вскипанием жидкости.
Этому ограничению соответствует участок 4—5 на рис. 5.7. Если
тепловой поток в зоне нагрева превысит некоторое предельное
значение, то жидкость в капиллярах закипит. Образующиеся при
кипении жидкости пузырьки пара могут нарушить нормальную
работу тепловой "трубки вследствие прекращения непрерывного
течения жидкости по капиллярной системе, высушивания испари-
Рас. 5.10. Максимальный по испарению
тепловой поток натриевой тепловой трубки
(пунктир) и тепловой поток, приводящий
к выгоранию при вскипании (сплошная
миля).
теля и возникновения го-
рячих пятен в области об-
разования паровых пу-
зырьков и возможного пе-
режога трубки. После
уменьшения подвода тепла
к испарителю высушенная
область не будет смачи-
ваться жидкостью до тех
пор, пока температура не
уменьшится до температу-
ры насыщения. Фронт
жидкости будет распрост-
раняться сравнительно
медленно, постепенно зах-
ватывая высушенную зону,
капиллярах, требуется мень-
Чтобы не было вскипания жидкости в
шая толщина капиллярной системы, но при уменьшении толщины
капилляра уменьшается скорость переноса массы, следовательно,
скорость переноса тепла. Поэтому для данной конструкции капил-
лярной системы существует оптимальная толщина фитиля.
На рис. 5.10 приведена зависимость от температуры удельного
теплового потока, вызывающего перегрев натриевой тепловой труб-
ки с капллярами в виде открытых каналов шириной 0,2 мм и глу-
биной 0,4 мм, занимающими 12% внутренней поверхности трубки
[7]. При температуре трубки 800° К перегрев возникал при тепло-
вом потоке 2 кет/см2. На рис. 5.10 приведена зависимость тепло-
вого потока, приводящего к вскипанию жидкости от температуры.
Интервал рабочих температур тепловых трубок при использо-
вании различных материалов и рабочих жидкостей очень большой.
Для термоэмиссионных преобразователей наибольший интерес
представляют два диапазона рабочих температур: коллектора 500—
1000° К и эмиттера 1500—2200° К- Для первого диапазона темпе-
ратур проблема создания тепловых трубок практически решена для
большого числа комбинаций материалов — щелочные металлы
в качестве рабочей жидкости и нержавеющая сталь, никель, нио-
бий-циркониевые сплавы и другие жаропрочные материалы в ка-
честве конструкционных материалов.
138
Результаты ресурсных испытаний тепловых Таблица 5.1
трубок [7,9]
Рабочее тело Материал трубки Рабочая температура, °C Передаваемая мощность, вт Ресурс, «
Вода Медь 150 190 9700
» » 100 250 6900
у> » 80 40 8300
Ацетон Алюминий НО 70 1000
» Сталь 304 87 30 2200
Ртуть » 340 360 16900
Калий* Никель 600 1750 24500
» » 600 1200 10000
» » 600 1750 6000
Натрий Хастеллой 715 200 20000
» » 715 200 8000
» Сталь 316 771 300 4000
» Никель 800 200 8200
» Сталь 304 800 300 7200
Литий TZM* 1500 2000 10400
» » 1500 2000 9800
» » 1560 2875 4600
» Деоксидированный 1500 115 1000
Nb—l%Zr
Литий —13% каль- Nb— 1% Zr 1500 115 1000
ПИЯ Литий SGS—Та 1600 170 1000
Газоуправляемая тепловая трубка.
В табл. 5.1 (верхние 14 строк) приведены результаты ресурсных
испытаний различных низкотемпературных трубок, которые в хо-
де испытаний не обнаружили ухудшения характеристик [7]. В этой
же таблице приведены результаты для высокотемпературных тру-
бок [10]. Проблема совместимости материалов в диапазоне рабочих
температур 1500—2200° К значительно сложнее. Предварительные
результаты показывают, что в этом диапазоне из всех возможных
рабочих жидкостей, имеющих приемлемое давление паров, литий
должен обеспечивать наибольшее значение плотности осевого по-
тока тепла — около 10 квт/см1 [8].
Однако испытания литиевых трубок показали большую скорость
коррозии материалов. Основной механизм коррозии в высокотемпе-
ратурных тепловых трубках — растворение материала стенки в зо-
не охлаждения и перенос его в зону нагрева рабочей жидкостью.
Трубка прекращает работу или в результате разрушения стенки
в зоне охлаждения, или в результате засорения капиллярной си-
стемы. Ресурсные испытания трубок, стенки которых изготовлены
из трех материалов — Nb—1% Zr, Та, W при пяти рабочих
жидкостях — Bi, Pb, Tl, Li, Ва, показали, что из возможных
15 комбинаций только для W—Li и W—РЬ трубок можно ожи-
139
дать ресурса порядка 10000 ч. В остальных 13 типах трубок была
обнаружена сильная коррозия.
Процесс растворения материала стенки может носить селектив-
ный характер, когда из стенки в зоне охлаждения извлекается один
из компонентов материала. Перенесенный в зону нагрева компо-
нент может взаимодействовать с материалом стенки. Подобный ме-
ханизм наблюдался на литиевой трубке с Nb — 1% Zr и Та в ка-
честве материала стенки при 1500—1600° С. Значительная коррозия
в этих трубках связана с присутствием кислорода, причем корро-
зия определяется начальным содержанием кислорода в материале
стенки, даже если оно составляет около 0,01%. Выделяясь из ма-
териала стенки в зоне охлаждения, кислород переносится рабочей
жидкостью в зону нагрева, где происходит его отложение в относи-
тельно малой области. Обогащение этой области кислородом
приводит к увеличенной скорости коррозии. Значительному замед-
лению этого типа коррозии способствуют очистка материала стенки
от кислорода, добавление кислородных геттеров, например, каль-
ция в рабочую жидкость и добавление эффективных кислородных
геттеров в материал стенки (например, иттрия в тантал).
Результаты ресурсных испытаний при использовании трех пе-
речисленных методов замедления коррозии приведены в трех по-
следних строчках табл. 5.1. Материал SGS—Та представляет собой
тантал с низким содержанием кислорода (103%) и небольшой до-
бавкой иттрия 111]. При температуре 1500° С измеренное значение
максимальной плотности осевого потока тепла равнялось 15 квт/смг,
что подтверждает ожидаемые высокие параметры высокотемпера-
турных трубок. Для верхней границы эмиттерных температур по-
рядка 2000° С возможным материалом тепловых трубок является
вольфрам, осажденный из газовой фазы. Испытания тепловой
трубки из этого материала и серебра в качестве рабочей жидкости
в течение 1000 ч и при температуре 1900° С показали пренебрежимо
малую величину переноса материала [12]. Возможный материал
тепловой трубки (высокотемпературной) — рений.
Регулируемая газом тепловая трубка. Для поддержания по-
стоянной рабочей температуры тепловой трубки в нее вводится газ
с заранее определенным парциальным давлением. При работе труб-
ки между паром и газом возникает граница раздела, причем пар вы-
тесняет газ в холодный конец трубки. Давление пара должно быть
равным давлению газа, а поскольку давление пара однозначно
зависит от температуры, то условие равенства давлений обеспечивает
точное задание рабочей температуры трубки. За границей раздела
в области, занятой газом, температура трубки резко уменьшается,
поскольку в этой области нет характерного для зоны охлаждения
конденсации пара и соответствующего выделения теплоты испаре-
ния. Если изменить подводимую к трубке тепловую мощность, то
граница раздела пар — газ переместится, так что длина зоны
охлаждения также изменится пропорционально изменению тепловой
мощности, и температура трубки останется практически неизмен-
но
ной. Изменения подводимой тепловой мощности в отношении 38 : 1
приводили к изменению рабочей температуры трубки всего лишь
в пределах нескольких десятых процента [10]. Такая же картина
наблюдалась и при изменении режима охлаждения. Подобная теп-
ловая трубка позволяет довольно точно регулировать рабочую
температуру электродов термоэмиссионного преобразователя. Ис-
пытания газоуправляемых тепловых трубок с калием в качестве ра-
бочей жидкости в течение более 24 500 ч не обнаружили заметного
ухудшения характеристик трубок при смешивании газа с паром
(см. табл. 5.1).
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Баранов В. И. и др. Некоторые проблемы создания солнечных термоэмис-
сионных преобразователей. — Термоэмиссионное преобразование энер-
гии. Сб. докл. сов. ученых на II Междунар. конф, по термоэмиссионно-
му преобразованию энергии. Стреза, Италия, 27—31 мая 1968 М., изд.
ВНИИТ, 1969, с. 329.
2. Елисеев В. Б., Пятницкий А. П., Сергеев Д. И. Термоэмиссионные пре-
образователи энергии. М., Атомиздат, 1970, с. 121.
3. Мартини В., Маккиссон Р. Преобразователи с катодами, нагреваемыми
в пламени. —• Термоэмиссионное преобразование энергии. Т. 1. Пер. с
англ, Под ред. В. Н. Артамкина, Б. А. Ушакова, М., Атомиздат, 1964,
с. 101.
4. Маккиссон Р. Коррозия катода термоэмиссионных преобразователей. —
Там же, с. 112.
5. Лазаридис Л., Паитазелос П. Испытания ТЭП на природном топливе. —
«Прямое преобразование тепловой энергии в электрическую и топливные
элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1970, вып. 5, с. 152.
6. 'Фризингер Г., Истмен Г. 3-х кет ТЭП на природном топливе. — Там же,
с. 148.
7. Бюссе К- Исследование тепловых трубок в Европе. — Термоэмиссиониое
преобразование энергии. Пер. с англ. Под ред. Д. В. Каретникова,
Р. Я. Кучерова, И. С. Мосевицкого. М., Атомиздат, 1971, с. 206.
8. Ван Аидель Е. Теория тепловой трубки. — «Прямое преобразование теп-
ловой энергии в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл.
М., изд. ВИНИТИ, 1969, вып. 7, с. 150.
9. Кемми Дж. Предельные характеристики тепловых трубок. — «Прямое
преобразование тепловой энергии в электрическую и топливные эле-
менты». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1971, вып. 4, с. 112.
10. Истмен Г. Прогресс в области тепловых трубок. — «Прямое преобра-
зование тепловой энергии в электрическую и топливные элементы».
Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1970, вып. 10, с. 74.
11. Бюссе К- и др. Высокотемпературные литиевые тепловые трубки. —
Термоэмиссионное преобразование энергии. Пер. с англ. Под ред.
Д. В. Каретникова, Р. Я. Кучерова, И. С. Мосевицкого. М., Атомиздат,
1971, с. 221.
12. Гровер Г., Кемми Дж., Кедди Е. Успехи в технологии тепловых тру-
бок. — Там же, с. 217.
ГЛАВА 6
ИЗОТОПНЫЕ
ТЕРМОЭМИССИОННЫЕ
ЭНЕРГОУСТАНОВКИ
§ 6.1. ХАРАКТЕРИСТИКИ РАДИОАКТИВНЫХ ИЗОТОПОВ
Введение. Использование термоэмиссионных преобразователей
с радиоактивными изотопами в качестве источника тепловой энер-
гии позволяет создать энергоустановки, обладающие высокими энер-
гетическими, весовыми и другими показателями, благодаря которым
они могут успешно конкурировать с другими типами энергоустано-
вок. Отсутствие движущихся частей и обусловленная этим высокая
надежность — большое преимущество подобной установки перед
системами с машинным преобразованием энергии, а по сравнению
с системами, использующими термоэлектрические преобразователи,
энергоустановка с термоэмиссионными преобразователями имеет
больший к. п. д. и большую удельную электрическую мощность.
Кроме того, при отводе отработанной тепловой энергии излучением
высокая температура коллектора позволяет иметь высокую темпе-
ратуру излучателя, что очень важно для энергоустановок косми-
ческого назначения.
Применение в качестве источника тепловой энергии радиоак-
тивных изотопов обеспечивает значительно большую автономность,
чем в случае систем, использующих солнечную энергию. В отличие
от последних изотопные энергоустановки не нуждаются в системах
ориентации в пространстве и аккумулирования тепла. Преимуще-
ства изотопных установок перед химическими источниками электро-
энергии определяются их значительно большей энергоемкостью,
что позволяет создать компактную установку с большим ресурсом
работы.
Использование радиоактивного изотопа не связано с необхо-
димостью иметь критическую массу горючего и критические разме-
ры, что характерно для ядерных реакторов, поэтому мощность
установки и ее размеры могут варьироваться в широких пределах
без существенного изменения удельных (на единицу массы или объ-
ема) электрических характеристик энергоустановки. Наиболее
перспективно использование изотопных термоэмиссионных энерго-
установок для получения электроэнергии в диапазоне от нескольких
ватт до нескольких киловатт.
Недостаток рассматриваемой системы — постепенное умень-
шение тепловой мощности, выделяемой изотопом, и наличие про-
никающего радиоактивного излучения, что требует специальной
142
защиты, рассчитанной и на случаи возможных аварийных ситуа-
ций. Кроме того, изотопное горючее сравнительно дорогостоящее.
Сочетание термоэмиссионного преобразования с радиоактив-
ным изотопом не приводит к появлению каких-нибудь принципи-
альных особенностей в работе ТЭП, так что рассмотренные в пре-
дыдущих главах принципы работы ТЭП справедливы и для ТЭП
в изотопных энергоустановках.
Несмотря на то, что в настоящее время известно более 1000 ра-
диоактивных изотопов, из этого числа в качестве источника тепло-
вой энергии для термоэмиссионных преобразователей может быть
использовано сравнительно небольшое число изотопов, поскольку
изотопы должны удовлетворять многим требованиям, предъявляе-
мым к удельному энерговыделению, периоду полураспада, виду
излучения и его энергетическому спектру, физико-химическим свой-
ствам (температуре плавления, например) и к возможности получе-
ния изотопов в достаточном количестве.
Использование радиоактивных изотопов в качестве источников
тепловой энергии возможно потому, что испускаемое ими радио-
активное излучение несет довольно большую энергию. Поглощаясь
в веществе, окружающем изотоп, излучение передает ему свою энер-
гию и тем самым нагревает это вещество. Для нагрева эмиттеров
ТЭП до рабочих температур, обеспечивающих получение удельной
электрической мощности порядка 1—10 вт/см2, необходимо исполь-
зовать изотопы с удельным энерговыделением более 0,01 вт!г.
Удельное энерговыделение радиоактивного изотопа можно оп-
ределить по формуле:
7,7• 105 • Е/ , .
Q = — ------—-ехр{—м}, вт/г, (6.1)
ЛТ1/2
где Et — средняя энергия излучения на один акт распада, Мэв;
А —атомная масса изотопа; Т>д — период полураспада, дни;
К — постоянная распада. Из формулы (6.1) видно, что наибольшее
удельное энерговыделение имеют радиоактивные изотопы с малым
А (легкие изотопы) и малым периодом полураспада 7\/г. Однако
период полураспада не может быть выбран произвольно малым,
так как он должен быть сравнимым с предполагаемой длительно-
стью работы энергоустановки.
Характеристики изотопов, наиболее полно удовлетворяющих
перечисленным выше требованиям и представляющих поэтому
наибольший практический интерес, приведены в табл. 6.1. Радио-
активные изотопы, имеющие удельное энерговыделение меньше
0,01 вт!г, а также изотопы с периодом полураспада менее 50 дней
в таблицу не включены.
«-Активные изотопы. Пробеги «-частиц. Альфа-частицы являют-
ся продуктом радиоактивных превращений ряда изотопов, в ос-
новном тяжелых с А > 208, и имеют большую энергию, как пра-
вило, в диапазоне 2—10 Мэв. В окружающем изотоп веществе «-час-
тицы проходят разное расстояние в зависимости от начальной энер-
143
Характеристики радиоактивных изотопов — возможных источников тепловой энергии [1—3] Таблица 6.1
Изотоп т 1/2 Спектр излучения, энергия, Мэв, выход у-кваитов, % Метод получения исходного сырья Вид рас- пада, до- чернее ядро Внд топ- лива Плот- ность, efcM* Темпера- тура плав- ления, °C Удельное энерго- выделе- ние, emlz
Со80 5,26 года р—0,31 —100% 1,48—0,01% у—1,17—99% 1,33—100% 0,59-0,3% Тмакс-2,158-0,004% Со59 (пу) Со60. В естественной смеси Со5 9100 % Р—Ni6U Со 8,9 1493 9,0
Sr90 у»о 28 лет 64,2 ч Р—0,545—100% Р—2,26 —100% Тмакс '1 >734—0,02% 5,77% выход на деление. Примеси: Sr89 4,79% (51 день), Sr88 (стабильный) Р—Y" Р—Zr90 Sr (чис- тый) Sr Ti Оа Sr 0 Sr Zr O3 2,6 5,11 4,7 5,5 770 1910 2430 2700 1,1 0,45 0,79 0,37
Qs137 +Ba137/n Ba137 30 лет 2,6 мин Р-0,52—92% р—1,17—8% Тмакс-0,662-82,5% 6,15% выход на деление. Примесь: Cs134 (2,1 года) р-Ва437"1 Ва437 Cs (чистый) CsU CsF CsO Стекло 1,87 3,97 3,58 3,77 3,0 28,5 646 864 600 — 1100 0,27 0,22 0,24 0,24 —0,07
Се144 4 Pr144 0,78 года 17,3 мин Р-0,19-30% 0,32—60% 0,24—5% <0,19—5% В—0,8 -2% 2,45—1% 3, 15—95% Тмакс—2,18—0,7% 6,0% выход на деление Р-Рг441 Nd144 Ce (чистый) Ce O2 Ceci., Ce2O3 CeF3 CeBe CeN CeS 6,7 7,13 3,92 6,8 5,8 5,9 804 2600 802 1990 1460 2190 2200 2450 26,0 21,0 15,0 22,0 19,0 18,0 24,0 21,0
Продолжение табл. 6.1
Изотоп т 1/2 Спектр излучения, энергия, Мэв, выход ?-квантов, % Метод получения исходного сырья Вид рас- пада, дочернее ядро Внд топ- лива Плот- ность. г! см3 Темпера- тура плав- ления , °C Удельное энерго- выделенне, вт/г
Рт147 2,5 года Р—0,223—100% у—0,121—0,01% 2,6% выход на деление P-Sm147 Рт (чистый) Рт2О3 PmF3 4,4 6,6 1297 1500 1680 0,36 0,31 0,26
Ти170 0,35 года р_0,88—22% 0,96—78% у—0,084—25% Tul6S (п, у) Ти170 P-Y17» Tu Tu2O3 9,35 1600 1600 13,0 11,0
Ро210 0,379 года а—5,305—100% Тмакс—0 > 803—0,001% Bi20’(n у)-> -В1210да^Ро210 а—Pb206 Ро (чистый) HgPo PbPo 9,4 П,1 9,6 254 600 141 72 71
Ас227 7^227 4 Ra223 21,2 года 18,2 дня 11,7 дня амакс—6,81 Рмакс—1Л4 Тмакс—0,83 Ra226 (п, у) -> Ra227——►Ас227 41 мнн -1С РЬ207 Ac Ac2O3 AcF3 — 1040 -2300 НО 17,6 15
7^228 Ra244 1 1,91 года 3,64 года а—5,42—71% 5,43-28% Рмакс 2,25 Тмакс 2,61 Ra22(i (п,у) > , Ря227 ► Др227 . XTFZTh228- ... pb208 Th ThO2 11,7 9,0 1650 3220 161 141
Продолжение табл 6.1
Изотоп ^1/9 Спектр излучения, энергия, Мэв, выход у-квантов, % Метод получения исходного сырья Вид рас- пада, дочернее ядро Вид топлива Плот- ность, г/см3 Темпера- тура плав ления, °C Удельное энерго- выделение, вт/г
g 23 2 Tin228 74 года 1,91 года а— 5,318— 68% 5,26 —32% у—0,57 —32% 0,13—0,3% Умане—2,61 Th280 (п, у) Th231- -^->Ра231 (п,у) .... р^2 08 - ► 1 1232 1,3 дня и a—Th228 и (чистый) ио2 UC UN 19,1 10,97 13,6 14,32 1133 2750 2450 2650 4,7 4,2 4,5 4,4
Pu238 89,0 лет а—5,49—72% 5,45—28% Умане 0,043—28% 0,153—0,005% Np337 (п, V) Np238— ► рп238 2 , 1 дня а—U234 Pu (чистый) Pu2C3 PuC PuO2 Pu2O3 16,5 12,7 13,6 11,5 640 1900 1650 2240 2250 0,55 0,51 0,52 0,49 0,50
Cm242 0,447 а—6,11—74% 6,07—26% Умане—0,44—26% 0,1—0,04% U238(n, у) U239 - 6~ о_ _L_>Np239±^>Pu23^ (n, y) Pu240 (n,i>)Pu241^ тЛ^Ат241(п, у) Ат242->-ТбП1>Ст242 а—Pu238 Cm (чистый) Cm2O3 CmO CmO2 Cm: 30Ni 13,5 10,7 10 11,75 9,05 950 > 1500 950 >1500 121 НО 115 107 85
Cm244 18,0 а—5,8—77% 5,76—23% Умакс-0,04-23% 0,1 —0,17 Ст242(п, у) Cni243 - (п, у) Ст244 а—Pu240 Cm (чистый) — — 2,8
гии а-частицы, которая для данного a-активного изотопа постоянна,
но различна для разных изотопов. Средний пробег а-частицы в воз-
духе при нормальных условиях дается соотношением [4]:
RB = 0,318£3/2, см, (6.2)
где Е — начальная энергия а-частицы, Мэв. Средний пробег а-ча-
стицы в другом веществе может быть найден по ее среднему пробегу
в воздухе с помощью эмпирической формулы Брэгга — Климэна:
3,2-10“4(Л!/2/р), см, (6.3)
где А — среднее массовое число вещества; р — плотность вещества,
г см*. Формула (6.3) дает значение пробега с погрешностью + 10%.
Связь между начальной энергией а-частицы и периодом полу-
распада можно приближенно аппроксимировать зависимостью [4]:
lg£ = 0,86—0,013 1g Т1/2, (6.4)
где Е представлено в Мэв, — в сек.
Это эмпирическое соотношение обычно называется законом
Гейгера — Нэттола. Для a-активных изотопов, имеющих наиболь-
шее практическое значение, начальная энергия а-частиц лежит в диа-
пазоне 5—6 Мэв (см. табл. 6.1). При этих энергиях для полного
поглощения а-частиц требуются тонкие защитные экраны.
р-Активные изотопы. Пробеги р-частиц. При p-распаде радио-
активного изотопа испускается одна или несколько групп электро-
нов. В отличие от а-частиц, которые испускаются ядрами одного и
того же изотопа всегда с определенной энергией, энергетический
спектр каждой группы р-частиц сплошной и простирается от нуле-
вой энергии до некоторой максимальной, или граничной, энергии.
Форма энергетического спектра а-частиц довольно сложна, поэтому
обычно энергетический спектр р-частиц характеризуют двумя вели-
чинами: максимальной и средней энергиями р-частиц. В большинстве
случаев этого оказывается достаточно. Значения максимальной и
средней энергий спектра р-частиц, испускаемых p-активными изо-
топами, имеющими наибольшее практическое значение в качестве
источника тепловой энергии, приведены в табл. 6.1 (3-й столбец)
и 6.2.
Потери энергии р-частицами при прохождении через вещество
обусловлены двумя процессами: неупругими столкновениями
р-частиц с электронами атомов вещества, при которых атомы воз-
буждаются и ионизируются, и испусканием тормозного излучения
в кулоновском поле ядер. Потери энергии р-частицами на тормозное
у-излучение в кулоновском поле ядер вещества, через которое про-
ходят р-частицы, играют преобладающую роль при энергии р-час-
тиц, превышающей некоторую критическую для данного вещества
энергию £кр ~ 800/Z Мэв, где Z — атомный номер вещества (эле-
мента) [6].
При Е = EKV потери энергии на тормозное у-излучение сравни-
ваются с потерями энергии на возбуждение и ионизацию. Для взаи-
147
Характеристики некоторых 0-актнвных изотопов |1,.»| Таблица 6.2
Энергия Мэв Максимальный пробег в AI, мг/см2
Изотоп П/2 Активность 1 г, кюри* макси- мальная сред- няя Выход, %
Со60 5,3 года 1,13-10® 0,309 0,098 100 80
1,478 —- 0,01 —
Sr90 28,4 года 200 0,535 0,20 100 2,1-102
уэо 64,8 ч 3,4-10» 2,26 0,89 100 1,1-10»
Cs137 26,6 года 98 1,18 0,4 8 4,8-102
0,523 0,16 92 1,7-10®
Се144 285 дней 3,2-10» 0,32 0,084 60 76
1 0,18 0,046 30 30
рг144 17,3 мин 7,46-10’ 3,15 Г ,22 90 1,9-10®
2,45 0,90 3 1,2-10®
0,9 — 2 —
Рш147 2,64 года — 0,223 — 100 —
Тт170 129 дней 5,93-10» 0,95 0,32 100 3,8-10®
0,87 0,29 0,15 3,5-10®
* I кюри-3 1010 расп/сек.
модействия [3-частиц с электронами атомов характерна малая поте-
ря энергии |3-частицей, равная нескольким электронвольтам при
каждом акте столкновения. Поэтому полная потеря энергии [3-час-
тицей происходит вследствие большого числа малых потерь
энергии.
Проникающая способность [3-частиц характеризуется макси-
мальным пробегом их в веществе, который зависит от максимальной
энергии [3-частиц. Для экспериментального определения этой за-
висимости обычно в качестве поглотителя используют алюминий,
поэтому для него эта зависимость известна достаточно хорошо.
Поскольку при Е < £кр потери энергии примерно пропорцио-
нальны плотности вещества, то на практике часто пользуются по-
нятием пробега, представляющего собой произведение истинного
пробега на плотность вещества -= Rp. Если максимальная энер-
гия Ео спектра [3-частиц находится в пределах 0 < Ео < 3 Мэв (а в
этот диапазон попадают значения Ео для всех [3-активных изотопов,
имеющих практическое значение), то максимальный пробег |3-час-
тиц в алюминии можно определить из эмпирического соотноше-
ния [71:
Rp = 0,11 (V1 + 22,4Е2 — 1), г!см\ (6.5)
где Ео выражена в Мэв. Для различных веществ при Е0<СЕкр
пробеги Rp [3-частиц для данного значения Ео примерно одинако-
вы, т. е.
R Al Р А! ^хРх*
(6-6)
148
Соотношения (6.5) и (6.6) позволяют определить пробеги р-час-
тиц в различных веществах.
Как показывают данные табл. 6.2, для р-частиц, испускаемых
P-активными изотопами, пробеги в алюминии не превышают 1 мм
при Ео < 0,5 Мэв и 10 мм при £0 < 10 Мэв. Пробеги (линейные)
Р-частиц в более тяжелых веществах еще меньше, поэтому для
поглощения р-частиц, испускаемых p-активными изотопами, дос-
таточно тонких защитных экранов.
Однако, как отмечалось выше, при прохождении р-частиц через
вещество в результате их взаимодействия с кулоновским полем ядер
вещества возникает тормозное у-излучение, которое обладает зна-
чительно большей проникающей способностью, чем р-частицы.
Интенсивность тормозного у-излучения можно оценить по формуле
[И:
/р =--1,23-10-4 (Z +3)ар£о, Мэв/раса,
где Z — атомный номер вещества, в котором происходит торможе-
ние; ар — выход р-частиц на один распад; Еа — максимальная
энергия p-спектра. Если p-активный изотоп испускает несколько
групп р-частиц, то интенсивность тормозного излучения опреде-
т
ляется по формуле: /р = 1,23 ИУ1 (Z + 3) Eat, Мэв/расп,
«=1
где т — число групп р-частиц; ар, — выход р-частиц i-й группы
на один распад; EOi — максимальная энергия р-спектра i-й группы.
Спектральный состав тормозного излучения приведен в табл. 6.3.
Спектральный состав тормозного излучения
Таблица 6.3
Характеристика Значение
Энергетический ди- апазон в долях Ео 0—0,1 0,1 — 0,2 0,2— 0,3 0,3— 0,4 0,4— 0,5 0,5— 0,6 0,6— 0,7 0,7— 1,0
Доля полной ин- тенсивности, % 43,5 25,8 15,2 8,3 4,3 2,0 0,7 0,23
Из данных табл. 6.2 и 6.3 видно, что для большинства р-актив-
ных изотопов, представляющих практический интерес, возника-
ющее тормозное излучение имеет в основном энергию 0,01—0,1 Мэв.
Изотопы, испускающие р-частицы с Е„ ~ 1 Мэв, дают заметное
тормозное излучение. К таким изотопам относятся, например,
изотопы La140, Tm170, Au198.
у-Активные изотопы. Пробеги у-квантов. у-Излучение радиоак-
тивных изотопов состоит из одной или нескольких групп у-квантов
с одинаковой энергией в пределах каждой группы, состоит из
одной или нескольких спектральных линий. Характеристики не-
которых радиоактивных изотопов, испускающих у-кванты, приве-
149
дены в табл. 6.1, там же приведены энергии испускаемых у-квантов
и относительный выход у-кванта с данной энергией на один акт ра-
диоактивного распада. Ослабление интенсивности у-излучения при
прохождении через вещество обусловлено процессами взаимодейст-
вия с ним у-квантов. При энергии у-квантов до 5 Мэв в основном
происходит три типа взаимодействия.
1. Фотоэлектрический эффект, при котором у-квант всю свою
энергию передает электрону атома. При этом часть энергии у-кванта
расходуется на преодоление связи электрона с атомом, остальная
часть превращается в кинетическую энергию электрона.
2. Комптоновское рассеяние у-квантов электронами атома, в ре-
зультате чего у-квант теряет первоначальное направление распро-
странения. При низких энергиях у-кванта (длина волны сравнима
с размерами атома) рассеяние когерентно и энергия у-кванта не ме-
няется. При энергии у-квантов, превышающих энергию связи элект-
рона в атоме, рассеяние некогерентно и часть энергии у-кванта пере-
дается электрону.
3. Образование пар. В результате взаимодействия у-кванта с по-
лем ядра или электрона происходит исчезновение у-кванта и рож-
дение пары электрон + позитрон. Энергия у-кванта переходит в ки-
нетическую энергию пары, за вычетом энергии, соответствующей
массе покоя пары электрон + позитрон, равной 1,022 Мэв. Об-
разование пар возможно при энергии у-кванта, превышающей
1,022 Мэв.
Количественной характеристикой вероятности взаимодействия
у-кванта с веществом является полное макроскопическое сечение
взаимодействия у-кванта с веществом, называемое линейным коэф-
фициентом ослабления ц:
р = oN, (6.7)
где о — микроскопическое сечение взаимодействия у-кванта с ве-
ществом; N — число атомов поглощающего вещества в 1 см3. Сред-
няя длина свободного пробега у-кванта в веществе /0 связана с и
простым соотношением: /0 = 1/р.
Доля энергии у-квантов, переданная в процессе взаимодейст-
вия веществу, дается коэффициентом истинного поглощения у-кван-
тов веществом. В пренебрежении вторичным излучением при фото-
эффекте и аннигиляционным излучением при образовании пар
коэффициент истинного поглощения т определяется соотношением:
т = р — Sft,
где — коэффициент когерентного рассеяния (при когерентном
рассеянии энергия у-кванта не меняется).
Интенсивность монохроматического у-излучения, т. е. энергия
излучения, падающая за 1 сек на 1 см2 площади, перпендикулярной
направленикНраспространения у-квантов, связана с Ny — числом
у-квантов, падающих за 1 сек на 1 см2, и с Av — энергией у-кван-
тов соотношением I = Nyhv. Интенсивность монохроматического
150
у-излучения после прохождения слоя вещества толщиной х опреде-
~ ляется соотношением:
I = 10 ехр { — цх), (6.8)
где /0 = I при х = 0. Линейный коэффициент ослабления для ве-
щества с данным химическим составом пропорционален плотности
вещества, поэтому часто рассматривают массовый коэффициент
ослабления v = ц/р, где р — плотность вещества.
Массовый коэффициент ослабления имеет размерность см2'г.
Зависимость v от энергии у-кванта для свинца (большое Z) приведе-
на на рис. 6.1.
Рис. 6.1. Зависимость коэффициента ослабления *у-из-
лучения различной энергии свинцом.
В общем, для различных Z при малых энергиях преобладает фото-
электрическое поглощение, а при больших энергиях у-квантов по-
глощение почти полностью обусловлено образованием пар. При про-
межуточных энергиях у-квантов коэффициент ослабления имеет
минимум. Для алюминия энергия у-кванта, соответствующая
равна 21 Мэв, для свинца = 3,4 Мэв, а для урана
AvM„„ = 3,3 Мэв. Если у-кванты, падающие на вещество, имеют
энергию hv < /jvMnH, то излучение, возникшее при прохождении
через вещество первичных у-квантов, будет менее проникающим,
чем первичное, в противном случае — наоборот. Всегда максималь-
ной проникающей способностью обладают у-кванты с энергией
порядка
Физический смысл средней длины свободного пробега у-кванта
в веществе легко понять, если выражение для /0 подставить в форму-
лу (6.8): I = ехр ( — х//0). Следовательно, средняя длина сво-
бодного пробега у-кванта в веществе представляет собой длину,
на которой интенсивность у-квантов уменьшается в е = 2,72 раза.
151
Для характеристики взаимодействия у-излучения с веществом
иногда используют понятие слой половинного ослабления 61/2. При
прохождении у-излучения через слой вещества, толщина которого
равна слою половинного ослабления, интенсивность у-излучения
уменьшается в два раза. Из (6.8) имеем: 6i/2 = In 2/р, = 0,693/р.
Если р выражено в смЧг, то 61/2 выражается в г При прохож-
дении у-излучения через слой вещества, толщина которого равна
пб|/2, интенсивность излучения уменьшается примерно в k раз,
где k 2”.
Значения б1/2 при различных энергиях у-квантов для свинца и
железа приведены в табл. 6.4.
Толщина слоя половинного ослабления 6(/2>
см, для железа и свинца
Элемент Энергия у-квантов, Мэв
0,5 0,6 0,8 1,0 1 ,25
Железо Свинец 1,05 0,4 1,15 0,55 1,3 0,7 1,5 0,95 1,7 1,1
Значения массового коэффициента ослабления v и линейного
коэффициента истинного поглощения т в зависимости от энергии
у-квантов для алюминия, железа, свинца, урана приведены
в табл. 6.5 [11. С помощью данных табл. 6.4 получим, что для ослаб-
ления излучения, испускаемого радиоактивным изотопом Cs137
с ^vMaKC = 0,66 Мэв (см. табл. 6.1), в восемь раз требуется слой
свинца толщиной примерно 1,8 см. Сравнение с максимальными
пробегами a-и [3-частиц с той же энергией показывает, что у-излу-
чение обладает значительно большей проникающей способностью,
что является серьезным недостатком у-активных изотопов при ис-
пользовании их в качестве источника тепловой энергии.
Массовые коэффициенты ослабления v и линейные Таблица 6.5
коэффициенты поглощения т у-пзлучеипя для различных элементов
Энергия у-квантов hv, Мэв Алюминий, р = 2,7 г/см3 Железо, р = 7,87 г/см3 Свинец, р= 11,34 г/см3 Уран, р= 18,7 г/см3, V, смг/г
т, см 1 •с,'с.и1: г X, см 1 V, см3/г X, см 1 V, см*/г
0,01 69,1 26,8 1161 179 1554 84,6 118
0,1 0,1 0,169 1,72 0,37 24,5 5,47 1,26
0,3 0,076 0,104 0,265 о,н 2,82 0,377 0,476
0,5 0,074 0,084 0,231 0,08 1,01 0,152 0,185
1,0 0,072 0,061 0,205 0,06 0,43 0,07 0,080
2,0 0,061 0,04 0,172 0,042 0,286 0,046 0,049
3,0 0,054 0,035 0,16 0,036 0,276 0,042 0,045
5,0 0,048 0,028 0,15 0,03 о,з 0,042 0,045
152
§ 6.2. ИЗОТОПНЫЕ ТЕРМОЭМИССИОННЫЕ ЭНЕРГОУСТАНОВКИ
Рассмотренные в предыдущих параграфах характеристики радио-
активных изотопов позволяют оценить возможности их использо-
вания в качестве источника тепловой энергии в изотопных термо-
эмиссионных энергоустановках. Большой пробег у-излучения в ве-
ществах является крупным недостатком, поскольку при его ис-
пользовании размеры капсулы, в которой находится изотоп и в ко-
торой значительная доля энергии у-излучения должна превратиться
в тепловую, должны быть существенно большими, чем в случае
а- и p-активных изотопов. В большинстве разрабатываемых или
уже созданных изотопных энергоустановках используются а- и
^-активные (с мало интенсивным тормозным излучением) изотопы.
К изотопам, применяемым в качестве источника тепловой энер-
гии для термоэмиссионного преобразователя, предъявляют ряд тре-
бований, в основном заключающихся в следующем: высокое значе-
ние удельной плотности тепловыделения; достаточно большой период
полураспада; высокая температура плавления; отсутствие интен-
сивного у-излучения. Выполнение первого требования необходимо
для обеспечения высоких значений к. п. д. и плотности электри-
ческой мощности. Практически удельная мощность энерговыделения
должна превышать 1 вт>см3. Выполнение второго требования необ-
ходимо для обеспечения достаточно длительного ресурса работы.
Кроме того, с момента получения изотопа (в реакторе или другим
путем) и до начала эксплуатации установки проходит некоторый
промежуток времени, в течение которого изотоп продолжает рас-
падаться. В случае короткоживущих изотопов за этот предэкс-
плуатационный период активность изотопа с малым периодом полу-
распада значительно снизится. Выполнение третьего требования
необходимо для достижения высоких значений рабочих температур
эмиттера (порядка 1600° К и выше).
Из-за неизбежного градиента температур по капсуле, отделя-
ющей изотоп от эмиттера и поглощающей излучение изотопа, темпе-
ратура плавления изотопа или соединения, содержащего изотоп,
должна быть около 2000° К- О причинах, заставляющих выдвинуть
четвертое требование, уже говорилось выше. Добавим только, что
при использовании у-активных изотопов необходимо использовать
достаточно большие защитные экраны. Недостаток a-активных изо-
топов — непрерывное выделение гелия (так как а-частицы пред-
ставляют собой ядра атомов гелия), а недостатком [3-активных изо-
топов, испускающих [3-частицы с большим значением максимальной
энергии спектра, является наличие тормозного излучения.
Характеристики изотопной термоэмиссионной энергоустановки
можно оценить на примере генератора небольшой мощности, разра-
батываемого для обеспечения электроэнергией спутников Земли или
морских исследовательских автоматических станций [81*.
* Характеристики некоторых изотопных термоэмиссионных генераторов
даны в работе [3].
153
Рис. 6.2. Схема изотопного термоэмисси-
онного генератора:
/—•капсула с изотопом; 2 — экран; 3 —
омитгер; 4 — коллектор; 5 — эмиттериый
стакан; 6 — токовывод; 7 — опорное коль-
цо эмигтера; 8 — металлокерамический
узел; 9 — опорное кольцо коллектора,
10 — коллекторная тепловая трубка; П—
ребра коллекторного радиатора; 12 — ре-
зервуар с цезием.
Для получения к. п. д.
порядка 10% (по отношению
к выделяемой тепловой мощ-
ности) необходима плотность
теплового потока на эмиттер
около 40—100 вт/см2. Это-
му условию удовлетворяет
a-активный изотоп Ас227,
имеющий плотность тепло-
вой мощности 17 вт/г (см.
табл. 6.1). Схема изотопного
термоэмиссионного генерато-
ра с Ас227 приведена на рис.
6.2. Генератор состоит из
двух основных конструкци-
онных элементов — капсулы
с изотопом и термоэмисси-
онного преобразователя. По-
скольку температура в цент-
ре капсулы должна дости-
гать примерно 2000° К, а
актиний плавится при тем-
пературе 1800° К, то изотоп
используется в составе окиси
актиния Ас2О3, температура
плавления которой 2600° К-
Электрическая мощность ге-
нератора около 25 вт, по-
этому при к. п. д. 10% не-
обходимо выделение 250 вт
тепловой энергии, для чего
требуется около 20 г Ас2О3.
Для увеличения коэффициен-
та теплопроводности окиси и
соответственного уменьшения
температурного градиента по
капсуле окись актиния рас-
полагается в вольфрамовой
матрице, при этом коэффи-
циент теплопроводности топ-
лива достигает значения,
равного 22% коэффициента
теплопроводности чистого
вольфрама. Диаметр цилинд-
рической капсулы 27 мм, а вы-
сота — 31 мм. Горючее в капсуле находится в виде частиц, покры-
тых окисью тория ThO2, способной уже при температуре 1000° К
пропустить гелий, образующийся при распаде изотопа.
154
В качестве материала эмиттера выбран сплав поликристалли-
ческого вольфрама с рением (26%), а в качестве материала кол-
лектора — молибден. Отвод тепла с коллектора осуществляется
с помощью тепловой трубки (см. гл. 5, § 5.3), соединенной с охлаж-
дающими ребрами. Рабочее вещество тепловой трубки — натрий.
Характеристики термоэмиссионного преобразователя:
Материал:
эмиттера.......................................
коллектора .................................
Температура, °К:
эмиттера ......................................
коллектора .................................
Эмиссионная поверхность, см-...................
Межэлектродный зазор, мм.......................
Давление паров цезия, мм рт. ст................
Максимальная полезная мощность, вт.............
Максимальный к. п. д. на электродах, %.........
Полезное напряжение на электродах при максималь-
ном к. п. д., в ...............................
Полезная мощность при максимальном к. п. д.
на электродах, вт .............................
W—26% Re
Mo
1800
-1000
—4
0,11
~4
36,5
15,3
0,52
28
Рис. 6.3. Зависимость электриче-
ской мощности и к. п. д. иа элек-
тродах от полезного напряжения.
На рис. 6.3 приведена зависимость
полезной электрической мощности
преобразователя от полезного напря-
жения для четырех различных темпе-
ратур коллектора при температуре
эмиттера 1800° К. Вследствие потерь
тепловой энергии эмиттером через
конструкционные элементы генера-
тора и в результате излучения с
краев эмиттера полный к. п. д. ге-
нератора ниже к. п. д.ТЭП и со-
ставляет 70% значений к. п. д. ТЭП,
указанных в табл. 6.4. Максимум
к. п. д. не совпадает с максимумом
электрической мощности, и оптималь-
ный режим работы генератора нахо-
дится между рабочими точками, со-
ответствующими максимумам к. п. д.
и электрической мощности. При
использовании радиоактивного изотопа с большим периодом
полураспада (как, например, Ас227 в установке, описанной выше)
не возникает проблемы поддержания заданного температурного
режима эмиттера в течение всего срока службы генератора. Однако
если период полураспада сравним с ресурсом энергоустановки, то
подобная проблема возникает. С одним из возможных способов ре-
шения этой проблемы можно познакомиться на примере 100-ватт-
ного изотопного термоэмиссионного генератора (модуля), разраба-
тываемого для космоса по программе SNAP-13 [9].
155
Параметры п характеристики модулей
Таблица 6.6
Параметры и характеристики Модуль с Ст244 (кампания 1 год) Модуль с Ро210 (кампания 90 дней)
Начало Конец Начало Конец
Межэлектродный зазор, см 0,0127 0,0127 0,0127 0,0127
Температура эмиттера, °К 1879 1863 1870 1740
К. п. д. ТЭП, % 14,22 14,60 12,68 12,90
Выходное напряжение ТЭП, в 0,717 0,717 0,574 0,574
Плотность тока ТЭП, а/см'2 10,70 10,50 14,16 9,00
Выходная мощность ТЭП, вт 111,2 110,0 173,2 110,0
Температура резервуара с Cs, °C 310 305 326 280
Площадь эмиттера ТЭП, см- 14,52 14,52 21,30 21,30
Выходной ток ТЭП, а 155,5 153 302,0 191,8
Выходная мощность модуля, вт 107,0 105,3 162,2 104,8
Общий к. п. д. модуля, % 12,20 12,49 11,08 11,26
Масса модуля, кг 6,06 6,67
Мощность модуля иа единицу мае- 17,35 19,7
сы, вт/кг (середина кампании)
Источник тепловой энергии в одном из вариантов этой уста-
новки— a-активный изотоп Ро210 (см. табл. 6.1) с периодом
полураспада 138 дней. Поскольку предполагаемая продолжитель-
ность кампании генератора равна 90 дням, то в конце кампании
тепловая мощность генератора будет значительно меньше на-
чальной.
Продолжительность кампании,сутки
Рис. 6.4. Характеристики модуля с Ро210. Полезное напряжение 0,574 в,
минимальная электрическая мощность 100 вт.
В качестве материалов эмиттера и коллектора в обоих вариан-
тах используются рений и никель соответственно. Основные ха-
рактеристики генератора с Ро210 приведены в табл. 6.6. Для сравне-
ния в этой же таблице приведены характеристики второго’ва-
рианта 100-ваттного генератора с Ст244 в качестве источника теп-
ловой энергии. Для второго варианта генератора продолжитель-
ность кампании равна одному году. Для первого варианта генератора
156
требуется выравнивание мощности. Для этого в начале кампании
при избыточной тепловой мощности цезиевый резервуар находится
при более высокой, чем в конце кампании, температуре, так что и
давление паров цезия в начале кампании больше, чем в конце.
Режим работы ТЭП выбран таким образом, что при повышении
давления паров цезия в межэлектродном промежутке плотность
снимаемого тока также увеличивается, следовательно, увеличивает-
ся и электронное охлаждение эмиттера. Уменьшение плотности
снимаемого тока к концу кампании приводит к менее интенсивному
охлаждению эмиттера. В результате подобного режима охлаждения
эмиттера его температурный режим поддерживается в допустимых
пределах. Эффективность этого способа выравнивания температуры
эмиттера можно оценить с помощью данных рис. 6.4, на котором
приведены зависимости к. п. д. и электрической мощности генера-
тора от продолжительности его работы. На этом же рисунке ука-
заны температуры эмиттера и цезиевого резервуара в начале, сере-
дине и конце кампании.
Генератор проектируется таким образом, чтобы к. п. д. ТЭП
достигал максимального значения в конце кампании при электри-
ческой мощности в конце кампании не менее 100 вт.
Основные характеристики энергоустановки, состоящей из
100-ваттных модулей, приведены в табл. 6.7.
Основные характеристики энергоустановки
Таблица 6.7
Изотоп Продожитель- иость кам- пании Полезная мощность, вт Общий к. и. д., % Мощность на единицу мас- сы, вт/кг
Ро210 90 дней 411 8,8 4,7
Ст244 1 год 640 9,6 4,0
Результаты сравнения массы рассматриваемой энергоустановки
с энергоустановками других типов при той же мощности и продол-
жительности кампании приведены в табл. 6.8.
Массы энергетических установок, кг (мощность Т аблицаб.8
п продолжительность кампании одинаковы)
Продолжитель- ность кампании Тип источника энергии
изотопный тер- моэмиссионный солиечная батарея изотопный термоэлектри- ческий
90 дней 86,3 —. 130,7
1 год 161 193 333,7
157
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Кимель Л. Р., Машкович В. П. Защита от ионизирующих излучений.
Справочник, М., Атомиздат, 1966, с. 13, 270.
2. Корлисс У., Харви Д. Источники энергии на радиоактивных изотопах.
Пер. с англ. М., «Мир», 1967, с. 376.
3. Елисеев В. Б., Пятницкий А. П., Сергеев Д. И. Термоэмиссионные пре-
образователи энергии. М., Атомиздат, 1970, с. 100.
4. Физика ядерных реакторов. Пер. с англ. Под ред. И. А. Стенбока, М.,
Атомиздат, 1964, с. 34.
5. Гусев Н. Г. Защита от гамма-излучения продуктов деления. Справочник.
М., Атомиздат, 1966, с. 76.
6. Гайтлер В. Квантовая теория излучения. Пер. с англ. М., Изд-во иностр,
лит., 1956, с. 275.
7. Альфа-, бета- и гамма-спектроскопия. Под ред. К- Зигбана. Пер. с англ.
М., Физматгиз, 1959, с. 19.
8. Геммель Г., Уинг Е. Термоэмиссионный генератор, нагреваемый теплом
при распаде изотопа. — «Прямое преобразование тепловой энергии
в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд.
ВИНИТИ, 1970, вып. 5, с. 116.
9. Уильямс Е., Говард Р. Разработка 100-ваттного изотопного термоэмис-
сионного модуля. — Термоэмиссионное преобразование энергии. Пер.
с англ. Под ред. Д. В. Каретникова, Р. Я. Кучерова, И. С. Мосевицко-
го. М., Атомиздат, 1971, с. 282.
ГЛАВА 7
РЕАКТОРЫ
С ТЕРМОЭМИССИОННЫМИ
ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЯМИ
§ 7.1. ТИПЫ РЕАКТОРОВ-ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЕЙ .
При использовании термоэмиссионных преобразователей для
превращения тепловой энергии, выделяющейся в ядерном реакторе,
непосредственно в электрическую возможны два варианта разме-
щения преобразователей: вне активной зоны реактора и непосредст-
венно в активной зоне. В первом варианте эмиттеры термоэмис-
сионных преобразователей нагреваются теплоносителем, отводя-
щим тепло из активной зоны. Преимущества этого варианта заклю-
чаются в следующем: 1) активная зона реактора конструируется
исходя из желаемых нейтронно-физических характеристик, а кон-
струкционные материалы ТЭП не влияют на баланс нейтронов;
2) конструкционные материалы ТЭП в значительно меньшей сте-
пени подвержены облучению нейтронами и у-квантами, чем в слу-
чае второго варианта; 3) эмиттеры преобразователей не контакти-
руют с горючим, поэтому не возникает проблемы совместимости го-
рючего и материала эмиттера; 4) продукты^деления не попадают
в межэлектродный промежуток ТЭП. Однако вариант размещения
ТЭП вне активной зоны имеет и ряд недостатков, основные из кото-
рых сводятся к следующим: 1) пространственное разделение ТЭП
и тепловыделяющих элементов приводит к снижению рабочих тем-
ператур эмиттера из-за неизбежного перепада температур между
эмиттером и тепловыделяющим элементом, рабочая температура
которых не может быть произвольно высокой; 2) необходимо иметь
высокотемпературный теплоноситель, обладающий специфическими
свойствами — радиационной стойкостью, совместимостью с кон-
струкционными материалами трубопроводов, малым сечением по-
глощения нейтронов, высокой теплоемкостью и термической стой-
костью ит. п.; 3) необходимо иметь эффективные низкотемператур-
ные эмиттеры.
При размещении преобразователей непосредственно в активной
зоне термоэмиссионные преобразователи совмещены с твэлами.
Подобный тепловыделяющий элемент, содержащий один термо-
эмиссионный преобразователь, будем называть электрогенериру-
ющим элементом, или сокращенно ЭГЭ, а тепловыделяющий эле-
мент, состоящий из нескольких преобразователей, соединенных
последовательно в пределах данного элемента, будем называть
электрогенерирующим каналом (ЭГК). Горючее в ЭГЭ или само
159
выполняет роль эмиттера, или размещается в оболочке из тугоплав-
кого материала, являющегося эмиттером. Безоболочечному вариан-
ту присущи серьезные недостатки, связанные с тем, что возможные
материалы эмиттера-горючего, такие, как монокарбид урана UC
или поликарбид урана UC — ZrC, по своим эмиссионным характе-
ристикам значительно уступают тугоплавким металлам, выпол-
няющим роль эмиссионного покрытия в варианте с оболочкой [1, 2].
Кроме того, большое электрическое сопротивление возможных ма-
териалов эмиттера-горючего приведет к большим электрическим
потерям в эмиттере. Поэтому оболочечный вариант ЭГЭ имеет пре-
имущества перед безоболочечным.
Преимущества варианта со встроенными в активную зону ТЭП
перед выносным вариантом заключаются в основном в следующем:
1) компактность ЭГЭ и высокое значение электрической мощности
вследствие возможности осуществления высокотемпературного ре-
жима эмиттера; 2) высокий термодинамический, соответственно и
электрический, к. п. д.
Недостатки этого варианта обусловлены в основном следу-
ющими обстоятельствами: конструкция электрогенерирующего эле-
мента значительно сложнее конструкции тепловыделяющего эле-
мента; конструкционные материалы преобразователя находятся
в условиях интенсивного облучения нейтронами и у-квантами;
материал горючего должен быть совместим с материалом эмитте-
ра-оболочки; наличие в активной зоне дополнительно конструкци-
онных материалов, поглощающих нейтроны, и увеличение геомет-
рических размеров ЭГЭ по сравнению с твэлами приводит к ухуд-
шению нейтронно-физических характеристик активной зоны; огра-
ничены возможности осуществления электрической коммутации
ТЭП в ЭГК; возможно попадание продуктов деления в межэлектрод-
ный промежуток ТЭП и деформация эмиттера в результате накопле-
ния в горючем продуктов деления.
Однако достоинства варианта со встроенными в активную зону
ТЭП настолько велики, что этот вариант считается наиболее пер-
спективным. А поскольку осуществление варианта с вынесенными
из активной зоны ТЭП встречает большие трудности (в основном
связанные с выбором высокотемпературного теплоносителя), то
в 1960—1970 гг. наибольшие усилия были направлены на осущест-
вление варианта со встроенными в активную зону ТЭП.
Реактор при обоих вариантах размещения термоэмиссионных
преобразователей в принципе может быть любым из возможных
трех типов (классифицируемых по энергии нейтронов, вызыва-
ющих деление): тепловым, промежуточным или быстрым. Рассмот-
рим кратко достоинства и недостатки каждого из трех типов реак-
торов.
Сравнение критических загрузок быстрого и теплового реакто-
ров показывает, что у быстрого реактора, как правило, критиче-
ская загрузка в несколько раз выше, чем у теплового. Поэтому при
одинаковой эффективности использования горючего номинальный
160
уровень тепловой мощности быстрого реактора должен быть соот-
ветственно выше, чем теплового. Вследствие этого быстрый реак-
тор выгодно использовать лишь для получения сравнительно боль-
ших электрических мощностей — примерно больших 100 кет.
В тепловом реакторе возможно использование горючего с мень-
шим обогащением горючего. В соответствии с этим стоимость горю-
чего для теплового реактора может быть существенно меньшей,
чем для быстрого и промежуточного реакторов.
В тепловом реакторе замедлитель занимает большую долю
всего объема активной зоны, увеличивая тем самым размер теплового
реактора по сравнению с быстрым или промежуточным. Отсутствие
замедлителя в быстром реакторе позволяет создать очень компакт-
ную активную зону и тем самым уменьшить вес защиты (от излу-
чения) и всей установки в целом.
При размещении ТЭП непосредственно в реакторе в активную
зону приходится вводить большое количество конструкционных
материалов. Большинство материалов, которые приходится
использовать в качестве конструкционных материалов ЭГЭ
(см. гл. 8—10), обладают большим сечением поглощения тепловых
нейтронов*.
Большое «паразитное» поглощение нейтронов ухудшает харак-
теристики реактора на тепловых нейтронах в довольно значитель-
ной степени. Из-за наличия большого резонансного поглощения
нейтронов промежуточных энергий конструкционными материалами
ТЭП при их размещении в активной зоне реактор на промежуточных
нейтронах имеет значительно худшие нейтронно-физические харак-
теристики по сравнению с тепловым или быстрым реактором. Со-
ответственно в быстрых реакторах из-за малого сечения поглощения
конструкционными материалами нейтронов с энергиями большими
100 кэв вклад этих материалов в поглощение нейтронов, а также де-
формация распределения тепловыделения значительно меньше,
чем в тепловом или промежуточном реакторе.
Быстрые реакторы из-за более компактной активной зоны, как
правило, имеют большую энергонапряженность, т. е. большую
удельную (на единицу объема активной зоны) тепловую мощность,
поэтому к теплоносителю быстрых реакторов предъявляются более
жесткие требования, чем в случае тепловых реакторов.
К теплоносителю и конструкционным материалам быстрого
реактора предъявляются значительно более жесткие требования
* Сечения поглощения тепловых и быстрых нейтронов, а также значения
резонансных интегралов элементов, используемых в термоэмиссионных
преобразователях, приведены в табл. 1 приложения 1. Некоторые элементы,
например вольфрам, тантал, молибден, являются смесью изотопов. Изо-
топный состав ряда элементов, а также сечения поглощения и резонансные
интегралы для изотопов приведены в табл. 2 приложения 1. (См. также
И. В. Гордеев, Д. А. Кардашев, А. В. Малышев. Справочник по ядерно-фи-
зическим константам для расчетов реакторов. М., Атомиздат, 1960.)
6 Зак. 667 161
по их радиационной стойкости, чем в случае теплового реактора
при равной тепловой мощности реакторов.
В создании, эксплуатации и технологии изготовления элемен-
тов конструкции реакторов на тепловых нейтронах накоплен зна-
чительно больший опыт, чем в случае реакторов на быстрых или
промежуточных нейтронах.
Рассмотренные достоинства и недостатки различных типов реак-
торов и вариантов размещения термоэмиссионных преобразователей
показывают, что в каждом конкретном случае необходимо прово-
дить детальные исследования по выбору различных вариантов с уче-
том требуемой электрической мощности реактора-преобразователя,
его назначения и достигнутого уровня технологических и материа-
ловедческих разработок.
При размещении преобразователей вне активной зоны реактора
не возникает каких-либо существенных физических особенностей
в работе самого ТЭП, поэтому рассмотренные раньше принципы ра-
боты ТЭП и методы расчета его электрических характеристик в пол-
ной мере справедливы и в этом случае. В то же время при размеще-
нии ТЭП непосредственно в активной зоне в составе ЭГЭ (или ЭГК)
появляются некоторые физические особенности работы ТЭП, оказы-
вающие существенное влияние на его электрические характеристи-
ки. Во-первых, неравномерность пространственного распределения
тепловыделения по активной зоне вызывает различия в температур-
ных режимах эмиттеров ТЭП. Во-вторых, возможное при высоких
рабочих температурах горючего и оболочки выделение продуктов
деления в межэлектродный промежуток может оказать влияние
на процессы переноса электронов, а также привести к изменению
степени черноты, эмиссионных и других свойств электродов ТЭП.
В-третьих, нейтроны и у-излучение являются источниками ионов
в межэлектродном промежутке ТЭП.
§7.2. ПРОФИЛИРОВАНИЕ РЕАКТОРА.
ВЛИЯНИЕ НЕРАВНОМЕРНОСТИ ТЕПЛОВЫДЕЛЕНИЯ
НА ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ТЭП
Неравномерность пространственного распределения потока ней-
тронов в реакторе приводит к неравномерному пространственному
распределению тепловыделения по активной зоне реактора. По-
скольку максимальная рабочая температура тепловыделяющего
элемента «обычного» реактора (без термоэмиссионных преобразова-
телей) не может быть произвольно высокой, то средняя мощность
реактора определяется условиями работы тепловыделяющих эле-
ментов, имеющих максимальное тепловыделение. Очевидно, твэлы,
расположенные в зоне с пониженным тепловыделением, работают
в условиях, в большей или меньшей степени отличающихся от
максимально энергонапряженных. Если в реакторе обеспечить усло-
вия, при которых все твэлы будут работать в одинаковом темпе-
ратурном режиме — оптимальном, то мощность реактора окажется
162
наибольшей по сравнению с теми случаями, когда температурные
режимы твэлов значительно отличались вследствие различного
тепловыделения в них.
Изменение характеристик активной зоны реактора, которое
приближает условия работы твэлов к оптимальному режиму для
данного типа твэлов, назовем профилированием реактора. Нерав-
номерность тепловыделения по активной зоне реактора-преобразо-
вателя в еще большей степени, чем в случае обычного реактора,
может влиять на электрическую мощность реактора, во-первых, из-за
сильной зависимости электрической мощности ТЭП от рабочей тем-
пературы эмиттера, во-вторых, из-за возможного запирания ЭГК
преобразователем с менее нагретым эмиттером при последователь-
ном соединении ТЭП в ЭГК. Профилирование тепловыделения
в реакторе-преобразователе не отличается от профилирования в
обычном реакторе, поэтому в дальнейшем, рассматривая резуль-
таты профилирования тепловыделения, будем употреблять термин
реактор.
В принципе профилирование реактора можно осуществлять
различными способами. Профилирование, при котором обеспечивает-
ся заданный закон распределения тепловыделения по активной
зоне реактора, будем называть физическим профилированием.
В свою очередь, физическое профилирование можно осуществить
профилированием плотности замедления нейтронов или плотности
деления. Для тепловых и, в меньшей степени, для промежуточных
реакторов можно использовать оба способа профилирования. Для
реакторов на быстрых нейтронах первый способ физического про-
филирования невозможен (замедлитель отсутствует). Поскольку
объемное тепловыделение пропорционально плотности источников
нейтронов деления S (г), то получение заданного закона распреде-
ления тепловыделения Q (г) по активной зоне равносильно получе-
нию заданного закона распределения плотности источников ней-
тронов деления S (г), т. е.
Q (г) ~ S (г) — Р/(г) 7(г), (7.1)
где Р[ —плотность делящихся ядер; I (г) — число делений в еди-
ницу времени на одно ядро делящегося материала. Считая, что деле-
ние вызывается нейтронами, энергии которых лежат в сравнитель-
но узком энергетическом интервале, например тепловыми нейтро-
нами (в реакторе на тепловых нейтронах) или быстрыми нейтронами
с некоторой средней энергией Е (в реакторе на быстрых нейтронах),
выражение для / (г) имеет простой вид:
I (г) = voc Ф (г), (7.2)
где Ф (г) — поток нейтронов; ос — микроскопическое сечение по-
глощения нейтронов ядром U2®5. В общем случае, при учете распре-
деления нейтронов по энергиям, I (г) имеет более сложный вид.
6* 163
Подставляя (7.2) в (7.1), получаем
Qf (г) — S (г) = ру (г) vac Ф (г).
(7.3)
Таким образом, получение требуемого закона распределения Qf (г)
возможно или соответствующим распределением делящегося веще-
ства по активной зоне реактора, или деформацией распределения
потока нейтронов Ф (г) соответствующим изменением поглощающих
и рассеивающих свойств различных областей активной зоны реак-
тора. Рассмотрим профилирование реактора с помощью перераспре-
Рис. 7.1. Распределение плотности
делящегося вещества р у, потока
тепловых нейтронов Фг и тепло-
выделения Qf по радиусу непро-
филированнного (пунктир) и про-
филированного при условии Qf(r —
= const (сплошная линия) цилин-
дрического реактора с отражате-
лем.
деления делящегося вещества по
активной зоне.
Как уже отмечалось, условие
максимального съема мощности
со всех твэлов (или ЭГК) тре-
бует равномерного распределения
тепловыделения по активной зоне,
в том числе и по радиусу актив-
ной зоны. На рис. 7.1. приведено
непрерывное распределение деля-
щегося вещества по радиусу ак-
тивной зоны цилиндрического реак-
тора с отражателем, соответствую-
щее равномерному по радиусу рас-
пределению тепловыделения Qf (г)
— const [3]. Результаты полу-
чены в предположении, что замед-
ляющие свойства среды и коэффи-
циенты диффузии нейтронов не за-
висят от характера распределения
делящегося вещества. Это условие
достаточно хорошо выполняется
при малой концентрации делящегося вещества в активной зоне,
что характерно для реактора на тепловых нейтронах. В непрофили-
рованном тепловом реакторе без отражателя коэффициент неравно-
мерности тепловыделения по радиусу активной зоны равен kr =
= 1,62. Приведенное на рис. 7.1 распределение делящегося веще-
ства соответствует значению kT = 1,0. Как видно из рис. 7.1,
постоянство тепловыделения по радиусу активной зоны реактора
достигается монотонным увеличением плотности делящегося веще-
ства от центра к периферии активной зоны. Подобное распределение
делящегося вещества приводит к увеличению критической загрузки
реактора. Для обычного реактора на тепловых нейтронах это уве-
личение составляет примерно 10—20%.
Нейтрон, родившийся в центре активной зоны, имеет меньшую
вероятность покинуть активную зону, чем нейтрон, родившийся на
периферии. Поэтому и ценность нейтронов в отношении продолже-
ния цепной реакции деления на периферии активной зоны ниже,
чем в центре. Увеличение концентрации делящегося вещества на
164
периферии приводит к снижению средней по реактору ценности
нейтронов, что приходится компенсировать увеличением загрузки.
Рассмотренное выше физическое профилирование тепловыделе-
ния с помощью непрерывного изменения концентрации делящегося
вещества по радиусу активной зоны не всегда возможно по ряду
причин технологического или конструктивного характера. В этом
случае для профилирования тепловыделения используется профи-
лирование, при котором концентрация делящегося вещества скачком
меняется от зоны к зоне, оставаясь постоянной внутри каждой зоны.
Подобное профилирование называют зонным [4].
Считаем, что активная зона реактора по радиусу разбита на
несколько зон. В каждой зоне съем мощности с твэла (или ЭГЭ)
определяется максимально допустимым тепловыделением. Если
Qf — объемное тепловыделение в активной зоне, то условие не-
прерывного профилирования Qf (г) const в случае зонного про-
филирования необходимо заменить условием
QM3KC гчмакс
/1 — xf2
__ QMaKC _ QMaKC
где п — число зон. Согласно (7.1), Qf (г) = А! (г) р7 (г), где А-
const, поэтому
QManc л /макс
Г- =Pfi’
где i = 1, 2, ..., n; 7“акС — максимальное значение I (г) в i-й зоне.
Закон распределения концентрации делящегося вещества по
радиусу активной зоны реактора записывается в виде
(7-4)
Условие (7.4) позволяет выбрать соотношения между концентра-
циями по зонам при известной функции I (г). На рис. 7.2 приведены
результаты расчета распределения тепловыделения по радиусу
цилиндрического реактора при зонном профилировании концентра-
цией делящегося вещества. При использовании четырех зон коэф-
фициент неравномерности тепловыделения по радиусу реактора
достигает kr = 1,135 вместо fe,. — 1,62 для непрофилированного
реактора. При этом отношение средних по радиусу реактора зна-
чений плотности делящегося вещества в профилированном и не-
профилированном реакторах равно 1,10.
Другой возможный способ физического профилирования тепло-
выделения в реакторе на тепловых нейтронах — профилирование
плотностью замедления. При увеличении числа ядер замедлителя,
приходящихся на одно ядро делящегося материала, т. е. при
увеличении отношения рц/pf, число тепловых нейтронов в данной
области увеличивается*. Соответственно с этим увеличивается и
* Это справедливо в известных пределах, пока поглощение нейтронов
ядрами замедлителя не стало значительным.
165
, отн.ед.
Рис. 7.2. Распределение тепловыделения Qj по радиусу ци-
линдрического реактора при зонном профилировании (четыре
зоны) концентрацией делящегося вещества Ру. Сплошная ли-
ния — профилированный реактор, пунктир — непрофилирован-
ный реактор.
Рис. 7.3. Распределение тепловыделения по радиусу
критической сборки при переменном шаге решетки а.
тепловыделение в данной области. Если к периферии активной зоны
ЭГК располагать более редко, то отношение р///р/ будет к перифе-
рии увеличиваться вследствие увеличения объемной доли замедли-
теля и одновременного уменьшения объемной доли делящегося
вещества.
На рис. 7.3 приведено распределение тепловыделения по радиусу
критической сборки* с водой в качестве замедлителя при профили-
ровании плотностью замедления [5]. Физическое профилирование
с одновременным использованием профилирования плотностью
замедления и плотностью деления позволяет получить почти полно-
Рис. 7.4. Расчетное (сплошная линия) и эксперимен-
тальное (кружки) распределение тепловыделения Qf по
радиусу критической сборки при переменном шаге ре-
шетки а и при зонном профилировании (девять зон)
концентрацией делящегося вещества. В центральных
трех зонах а—1,57 см, в остальных зонах а= 1,89 см.
стью выравненное по радиусу активной зоны распределение тепло-
выделения. На рис. 7.4 приведены результаты указанного физи-
ческого профилирования тепловыделения при использовании боль-
шого числа зон. При этом коэффициент неравномерности тепловы-
деления по радиусу достигает значения kr — 1,05 + 0,01, что
довольно близко к предельному значению k,. = 1,0. Профилирова-
ние тепловыделения по высоте реактора также имеет большое зна-
чение, особенно в случае, когда ЭГК состоит из нескольких после-
довательно соединенных преобразователей. Идеальным распреде-
лением тепловыделения по высоте ЭГК является распределение,
при котором эмиттеры ТЭП изотермичны, а их рабочие температуры
равны оптимальным (или максимально допустимым). Предположим,
что ЭГК состоит из п последовательно соединенных ТЭП. Если рас-
пределение тепловыделения Qf по высоте ЭГК таково, что Gf. —
интегральные по каждому эмиттеру ТЭП тепловыделения (/ 1,
* Критическая сборка — устройство, моделирующее по своим нейтрон-
но-физическим свойствам активную зону реактора и работающее при прак-
тически нулевом уровне тепловой мощности.
167
2, ti) —одинаковы, то это еще не значит, что подобное распре-
деление тепловыделения идеально.
Как было рассмотрено в гл. 4, потери тепла эмиттером тепло-
проводностью через токоввод при постоянном по длине эмиттера
тепловыделении приводят к существенно неоднородному распреде-
лению температуры по длине эмиттера. Поэтому идеальным в от-
ношении получения максимальной электрической мощности ЭГК
будет распределение тепловыделения по высоте реактора, которое
помимо выполнения условия Gfi- -= const обеспечит изотермичность
эмиттера каждого ТЭП.
Рис. 7.5. Примерное распределение теп-
ловыделения по длине эмиттера ЭГЭ в от-
носительных единицах, обеспечивающее
изотермичность эмиттера (свободный то-
рец эмиттера при z = 0).
На рис. 7.5 приведено примерное распределение тепловыделения
по длине эмиттера, обеспечивающее изотермичность эмиттера при
определенных значениях параметров ТЭП [6] (токоввод при z = 1С).
Очевидно, подобное распределение тепловыделения можно обеспе-
чить только при непрерывном изменении по длине эмиттера кон-
центрации делящегося вещества. Однако при наличии в реакторе
большого числа ТЭП обеспечить непрерывное и различное для
каждого ТЭП распределение концентрации горючего — задача
практически нереальная. Температурный режим эмиттеров опре-
деляется не только тепловыделением в них, но и условиями охлаж-
дения эмиттеров, которые зависят от многих параметров. Изменение,
например, полезной нагрузки приведет к значительному изменению
температурного режима ТЭП (см. рис. 4.20). Поэтому говорить
о действительно идеальном распределении тепловыделения по дли-
не эмиттера не имеет смысла.еМожно попытаться оценить диапазоны
изменения различных параметров ТЭП в процессе его работы и на
основе этого определить некоторое среднее оптимальное распределе-
ние тепловыделения по эмиттерам. Однако осуществление подоб-
ного профилирования представляет собой довольно сложную тех-
ническую задачу. И прежде чем решить эту задачу, необходимо вы-
яснить влияние неравномерности тепловыделения как по высоте
ЭГК, так и по длине эмиттера преобразователя на электрические
характеристики и температурный режим. Для получения равно-
мерного по высоте реактора тепловыделения, обеспечивающего
выполнение условия 6ц const, имеется по существу лишь один
путь — профилирование концентрацией делящегося вещества.
В принципе обеспечить выполнение условия G;i const возможно
при использовании зонного профилирования по высоте, причем
желательно, чтобы размеры зон были кратны длине ЭГЭ. На
168
рис. 7.6 приведены распределения тепловыделения по радиусу и по
высоте реактора с термоэмиссионными преобразователями при
зонном профилировании тепловыделения концентрацией делящегося
вещества. При профилировании по высоте было использовано три
зоны [7]. Как и в случае профилирования по радиусу, увеличение
числа зон приводит к уменьшению kz.
Однако выполнение условия Gfi = const при зонном профили-
ровании не устраняет неравномерность тепловыделения по каждой
зоне (эмиттеру). Эта неравномерность обусловлена следующими
причинами. Рассмотрим простейший случай, когда деление вызы-
вается моноэнергетическими нейтронами. В этом случае, согласно
Рис. 7.6. Распределение тепловыделения по радиусу (а) и полу-
высоте (б) активной зоны 1 Мвт(эл.) реактора-преобразователя
при использовании трех зон профилирования по высоте и пяти зон
по радиусу.
(7.'3), Qf = 4voc(D (г) ру (г). Первые три сомножителя в этом выра-
жении — постоянные величины; р/ меняется скачком от зоны к зоне,
оставаясь постоянной в пределах каждой зоны. Поток нейтронов
как в профилированном (Qf = const), так и в непрофилированном
реакторе меняется непрерывно, спадая к периферии активной зоны
(см. рис. 7.1). Поэтому в пределах каждой зоны профилирования
произведение постоянной по зоне величины на поток нейтронов
Ф (г), меняющийся непрерывно по реактору, повторяет распреде-
ление (пространственное) потока нейтронов по зоне профилирова-
ния, меняясь скачком на границах зон.
Таким образом, в реакторе со встроенными в активную зону
ТЭП даже при наличии зонного профилирования тепловыделения по
высоте реактора при расчете электрических характеристик и темпе-
ратурного режима ТЭП необходимо учитывать возможное различие
интегральных по каждой зоне (эмиттеру) тепловыделений Gfi, не-
равномерность распределения тепловыделения Qf в пределах каждой
зоны (эмиттера). Температурный режим эмиттера при равномерном
распределении по его длине тепловыделения рассмотрен в гл. 4.
При неравномерном по длине эмиттера распределении тепловыде-
ления величина Qf в уравнении (4.15) зависит от координаты z (счи-
таем, что ось z направлена вдоль оси эмиттера). Поэтому в рассмат-
риваемом случае расчет электрических характеристик ТЭП и тем-
169
пературного режима эмиттера сводится к решению уравнений (4.15)
и (4.32) при Qf = Qf (г). Поскольку решение рассматриваемой за-
дачи требует использования численных методов, то все параметры
ТЭП, например геометрические размеры, свойства материалов
и т. д., должны иметь конкретные значения. Ниже приведены не-
которые результаты решения рассматриваемой задачи на примере
условной конструкции ТЭП, использованной в гл. 4 для рас-
чета электрических характеристик ТЭП при Qf (z) = const
(см. рис. 4.16). В данном случае длина эмиттера принята равной
5 см, а диаметр токоввода — 0,8 см. Значения остальных парамет-
ров, использованные в расчетах, приведены в табл. 4.7.
Рассмотрим два возможных типа линейного изменения тепловы-
деления по эмиттеру (т. е. два типа перекосов распределения теп-
ловыделения по эмиттеру относительно средней точки эмиттера
с координатой z = 1Е /2): 1) максимум тепловыделения на границе
эмиттера с токовводом (z -= 0), минимум — на свободном конце
эмиттера (z = /£); 2) минимум тепловыделения на границе эмиттера
с токовводом (z 0), максимум — на свободном конце (z 1Б).
В действительности распределение тепловыделения по длине эмит-
тера не является линейным, однако рассматриваемый линейный
характер распределения при длине эмиттера порядка нескольких
сантиметров — достаточно хорошее приближение. Неравномерность
распределения тепловыделения, как это обычно принято, будем
характеризовать коэффициентом неравномерности тепловыделения
по эмиттеру х*, который определяется как отношение максималь-
ного тепловыделения в эмиттере к среднему, т. е. xz Q”aKC/Qy.
Коэффициент неравномерности, соответствующий первому типу
неравномерности (с минимумом на свободном конце эмиттера), обоз-
начим х/, а коэффициент неравномерности, соответствующий
второму типу неравномерности тепловыделения (с максимумом на
свободном конце), обозначим ху. Нейтронно-физические расчеты
показывают, что возможные неравномерности распределения тепло-
выделения по эмиттеру соответствуют значениям х2, лежащим в пре-
делах 1 -С х/ 1,3, поэтому расчеты проведены для различных
значений коэффициента неравномерности х/ в пределах 1 х* «С
<7 1,6 и для различных значений интегрального тепловыделения
G}i по эмиттеру, соответствующих диапазону изменения рабочих тем-
ператур эмиттера 1700—2100° К.
На рис. 7.7 приведены зависимости максимальных температур
эмиттера в относительных единицах от интегрального тепловыделе-
ния в эмиттере также в относительных единицах при различных
значениях коэффициента неравномерности тепловыделения [13].
При расчетах зависимостей, приведенных на рис. 7.7, использованы
экспериментальные вольт-амперные характеристики [16], приве-
* В -отличие от коэффициента неравномерности тепловыделения по вы-
соте активной зоны, обозначаемого обычно kz.
170
денные на рис. 4.6—4,7 для ТЕ -= 1800° К и ТЕ = 2000° К*. Данные
рис. 7.7 показывают, что при одинаковых интегральных тепловы-
делениях перекосы второго типа значительно сильнее влияют на
максимальные рабочие температуры эмиттера, чем перекосы второго
типа, когда максимум тепло-
выделения приходится на об-
ласть эмиттера с повышенным
охлаждением (через токоввод).
Рис. 7.8. Зависимость средней по
эмиттеру плотности полезной электри-
ческой мощности преобразователя от
интегрального тепловыделения в пре-
образователе (Gy = 940 вт, Pj =<
= 8,13 вт/слг).
Рис. 7.7. Зависимость максимальной
температуры эмиттера от интеграль-
ного тепловыделения в эмиттере при
различных значениях коэффициента
неравномерности тепловыделения по
эмиттеру x2(Gy=940 вт. Тепловые и
электрические характеристики для точ-
ки А приведены в табл. 4.8).
На рис.7.8 приведены зависимости средней по эмиттеру плотно-
сти полезной электрической мощности (в относительных единицах)
от интегрального тепловыделения по эмиттеру при значениях коэф-
фициента неравномерности х± = 1,3 (см рис. 7.8, а) и х^ =
= 1,6 (см. рис. 7.8, б). Максимально допустимая рабочая темпера-
тура эмиттера — один из важнейших параметров, определяющих
надежную длительную работу термоэмиссионного преобразователя.
При большом числе ТЭП в реакторе и при наличии неравномерности
распределения тепловыделения по активной зоне реактора необ-
ходимо обеспечить условия работы ТЭП, при которых рабочие тем-
Энергетический баланс для точки А приведен в § 4.4.
171
1,25
Зависимость средней плотности
полезной электрической мощности преоб-
разователя от коэффициента неравномер-
ности тепловыделения по эмиттеру х2
(Ро = 8,13 вт/см2; . сплошные линии —
Т макс = 2000° К; пунктирные — G^ = const ==
=940 вт):
1 — максимум тепловыделения на свобод-
ном конце эмиттера, 2 — минимум тепло-
выделения на свободном конце эмиттера
пературы эмиттера каждого ТЭП не превышали бы максимально
допустимую для данного типа ЭГЭ температуру эмиттера.
Приведенные на рис. 7.7 зависимости позволяют для рассмат-
риваемого типа преобразователя и указанных параметров опреде-
лить по заданным значениям максимально допустимой температуры
эмиттера значения интегрального по эмиттеру тепловыделения
при различных значениях коэффициента неравномерности х±. Со-
ответственно для этих значений интегрального тепловыделения при-
веденные на рис. 7.8 зависимости позволяют определить электри-
ческую мощность ЭГЭ при различных значениях х±. Таким обра-
зом, данные рис. 7.7 и 7.8
позволяют определить зави-
симость полезной электриче-
ской мощности ЭГЭ от ко-
эффициента неравномерности
х* при условии, что рабо-
чие температуры эмиттера не
превышают заданного значе-
ния максимально допустимой
температуры эмиттера.
На рис. 7.9 приведена
указанная зависимость для
случая, когда максимально
допустимая температура
эмиттера принята равной
2000° К- Данные рис. 7.7 и 7.8 позволяют получить рассматривае-
мую зависимость и для других значений максимально допустимой
температуры эмиттера. Снижение средней плотности полезной элект-
рической мощности (см. рис. 7.9) связано с тем, что для выполнения
условия Тмакс «С 2000° К необходимо уменьшить интегральное
тепловыделение. Пунктирные линии на рис.7.9 показывают зави-
симость средней по эмиттеру электрической мощности от коэф-
фициента неравномерности при условии G, = 940 вт. В этом слу-
чае рабочие температуры эмиттера могут превышать температуру
2000° К, принятую в данном случае за максимально допустимую.
При переходе к режиму работы ЭГЭ с большими плотностями
тока влияние как интегрального тепловыделения, так и неравно-
мерности тепловыделения по эмиттеру на электрические характе-
ристики ЭГЭ сказывается в меньшей степени [6]. Задачу о влиянии
абсолютных значений тепловыделения, а также неравномерности
его распределения на электрические характеристики ЭГЭ следует
рассматривать, конечно, в каждом конкретном случае, однако
приведенные выше результаты получены для довольно типичного
случая и позволяют судить о характере этого влияния. Наличие се-
рии зависимостей, подобных приведенным на рис. 7.7—7.9, которые
получены для различных типов ЭГЭ, позволяет выбрать оптималь-
ное для данного реактора профилирование тепловыделения.
172
Влияние различных факторов на характеристики Таблица 7.1
реактора-преобразователя
Учтенный фактор Диаметр активной зоны, см Средняя удельная электрическая мощность, вт^см* К. п. д., % Масса систе- мы, кг/квт (эл.)
Идеальный случай 41,5 12,1 20,1 1,1 1,45
Электрические и тепло- вые потери ТЭП (не- изотермический эмит- тер) 45 9,0 15,0
Реальная конструк- ция ЭГК 67,5 5,5 14,4 2,6
Неравномерность тепло- выделения по актив- ной зоне 75 4,4 14,0 3,2
Для иллюстрации влияния неравномерности тепловыделения
по активной зоне на электрические характеристики реактора-пре-
образователя в табл. 7.1 приведены результаты расчетов для реак-
тора-преобразователя предполагаемой электрической мощностью
1 Мет [7] с учетом результирующего распределения тепловыделения
по высоте и радиусу реактора при зонном профилировании, пока-
занном на рис. 7.6. Высота активной зоны рассматриваемого реак-
тора 67, диаметр 75 см.
§7.3. ВЫДЕЛЕНИЕ ПРОДУКТОВ ДЕЛЕНИЯ
Для эффективной работы термоэмиссионного преобразователя
рабочая температура поверхности эмиттера должна достигать
1600—2000° К. При размещении ТЭП в составе ЭГК температура
горючего должна быть еще выше^При этих температурах образую-
щиеся в горючем продукты деления в результате диффузии через
горючее и материал оболочки могут попадать в межэлектродный
промежуток ТЭП. Выход продуктов деления в межэлектродное
пространство может существенно изменить условия работы ЭГК-
Во-первых, продукты деления могут вступать в химическую реак-
цию с конструкционными материалами ЭГК. Во-вторых, выход про-
дуктов деления на поверхность эмиттера и возможное отложение их
на поверхности коллектора могут изменить характеристики этих
поверхностей, в частности работу выхода, степень черноты. В-тре-
тьих, выделение газообразных продуктов деления в межэлёктрод-
ный промежуток приведет к увеличению рассеяния электронов эмис-
сии на атомах газа, что вызовет уменьшение тока. В-четвертых, при
наличии паров цезия в межэлектродном промежутке продукты деле-
ния могут вступать в химическую реакцию с цезием, что потребует
увеличить поступление цезия для поддержания оптимального
давления паров цезия.
173
Непосредственно при делении ядер образуется широкий спектр
атомов. Образующиеся непосредственно при делении атомы многих
изотопов радиоактивны и имеют сравнительно малые периоды полу-
распада. В результате одного или нескольких актов радиоактивного
распада этих атомов возникают новые (дочерние) атомы. Таким об-
разом, атомы стабильных и долгоживущих изотопов могут образо-
вываться непосредственно при делении и в результате радиоактив-
ных распадов неустойчивых ядер-предшественников, также обра-
зовавшихся непосредственно при делении. Например, в среднем
при одном акте деления ядра U235 тепловым нейтроном образуется
непосредственно 3,4% атомов стабильного изотопа Хе136 (от общего
числа образовавшихся непосредственно при делении атомов). В то
же время непосредственно при делении образуются ядра радиоак-
тивного изотопа I138, которые в результате |3-распада (Т1/2 =
= 86 сек) превращаются в стабильные ядра изотопа Хе136. В итоге
суммарный выход ядер изотопа Хе138 составляет 6,36—6,46% обще-
го числа возникающих при делении ядер. Поэтому спустя некоторое
время после начала работы реактора в горючем образуется набор
атомов различных изотопов, точный спектр которых рассчитать
для произвольного момента времени чрезвычайно трудно. Кроме
того, поглощение нейтронов продуктами деления приводит в конеч-
ном итоге к появлению новых изотопов, В табл. 7.2 приведены части
цепочек радиоактивных превращений, заканчивающиеся стабиль-
ными или долгоживущими изотопами, выход (полный) различных
изотопов для легкой группы продуктов деления U235 тепловыми
нейтронами и нейтронами спектра деления. Хотя в легкую группу
продуктов деления входят изотопы с массовым числом до А НО,
в таблице указаны только выходы изотопов до А = 90, поскольку
в дальнейшем нас будут интересовать в основном газообразные про-
дукты деления. Остальные стабильные или долгоживущие изотопы
этой группы, имеющие массовое число А =- 914-107, являются изо-
топами Mo, Zr, Ru.
Изотопы, приведенные в табл. 7.2 в начале цепочки распада,
имеют предшественников, которые возникли непосредственно при
делении, но имеют очень малые периоды полураспада и поэтому не
указаны. В табл. 7.2 полный выход, т. е. суммарный выход как не-
посредственно при делении, так и в результате радиоактивного
распада предшественника, указан для одного из изотопов рассмат-
риваемой цепочки. Для каждого массового числа А существует одна
определенная цепочка радиоактивных превращений. В частности,
для массовых чисел А = 83-4-90 осуществляются только цепочки,
фрагменты которых приведены в табл. 7.2.
В табл. 7.3 приведены суммарные выходы различных изотопов,
принадлежащих к тяжелой группе продуктов деления U235 теп-
ловыми нейтронами и нейтронами спектра деления. Как и в табл. 7.2,
здесь приведены также фрагменты цепочки радиоактивных прев-
ращений, заканчивающиеся стабильным или долгоживущим изо-
топом. Предшественники изотопов, стоящих в начале цепочек,
174
Полный выход изотопов легкой группы продуктов деления U236 тепловыми нейтронами Т аблица 7.2
п нейтронами спектра деления
А Цепочка распада, период полураспада Деление тепловыми нейтронами Деление нейтронами спектра деления
Изотоп Полный выход, % Изотоп Полный выход, %
83 gr8sLi22^ ^г8зт. 83 кг83 (ст Кг83 0,544 Вг83 0,23
84 3.3 мин 33 мин . Se84 ►ВГМ ► КГМ (СТ.) Кг34 1,0 Вг84 0,62
85 Вгв5_1Д. Кг85т^4-4 V Кг85 (10,3 года) Кг85 0,29 Кг85 1,13
Rb85 (ст.) Rb85 1,0
86 Кг86 (ст.) Кг86 2,02
87 Вг87~—-V Кг87 Rb87(6-1010 лет) Rb87 2,49 Кг87 2,87
88 Кг882'77 Г0«% Rb88_..!....Lg Sr88 (ст ) Sr88 3,58 Кг88 3,47
89 Rb89—- ми^ Sr”^-b> Y89 (ст.) у89 4,79 Rb89 4,15
90 Rb91' 2,7 MUH » Sr90 (28,4 года) Sf" 5,8 Sr90 4,38
* (ст.) —стабильный.
Полный выход изотопов тяжелой группы продуктов деления Г235 тепловыми нейтронами Т аблица 7.3
и нейтронами спектра деления [8,9J
А Цепочка распада, период полураспада Деление тепловыми нейтронами Деление нейтронами спектра деления
Изотоп Пол ный выход, % Изотоп Полный выход, %
127 Sbia7_g' УтеШ1”6 ji-27 (ст ) Sb127 0,13 Sn127 0,26
128 SiP28 57•*'“"> Sb128 -0,3 л<—>-Те128 (ст.) Sn428 0,37 Sn128 0,43
129 Sb4294,4 “-к Те428 72 МШ > I129 (1,7-107 лет) J 129 0,9 Sb129 0,79
130 Sni3o._.£.— Sbi3oJp Те1зо (ст ) Те130 2,0 Sb130 1,52
131 Sbi3ill2^ Ii3i«£ZI£.VXe434 (ст.) Хе131 2,88—2,93 Sb131 3,11
132 Те1за_112!£Г^ цз2 ?-3 “,-Хе432 (ст.). Хе132 4,31—4,38 Те’32 4,37
133 jus 20^8^ Хе433 5,2 7_gH^Csl33 (ст ) Cs133 6,49—6,59 J 133 6,0
134 Te131.1S ,Ю” „ J!34 Хе434 (ст)1 Те134 6,53
Хе134 7,9 —8,06
134 Прямой выход I434 — -2 Jlu”>» Xei.ii (Ст.) J J 134 1,30
135 J135 ®iZ_2^Xei36?22_L_^Csi35 (2,6. ю6 лет) 1 J135 6,04
Cs135 6,31—6,41
135 Прямой выход Хе135 > Cs135(2,6-106 лет) J Л e 0,51
136 Прямой выход Cs136 —суго—>- Ва136 (ст.) Cs136 0,006
136 Хе136 (ст.) 1
Хе1зв 6,36—6,46 —
136 I43’ _2_S-L^xe136 (ст.) 1
137 _г 3,9 мин ,__ _л Хе137 >-Cs137 ( 29 лет) Cs137 6,05—6,15 Cs137 6,15
138 Xeiasll^VCsi33212Eb'^Bai33 (ст j Ba138 5,74 Xe138 5,77
139 CsissJLL^l^ Ba13B-®121fKt^ La139 (CT ) Ba139 6,55 Ba139 6,24
имеющие малые периоды полураспада, не указаны. В табл. 7.3
указан только выход изотопов, имеющих массовое число в пределах
127 'С А 139. Остальные стабильные и долгоживущие изотопы
этой группы с А = 1404-159—изотопы Се, Pr, Nd и Sm. Изотопы
с 4 <83 и изотопы с А = 108-4-126, а также изотопы с А > 160
имеют выход менее 0,1%. Суммарный выход всех продуктов деле-
ния равен 200%, поскольку при одном делении образуются два
ядра.
Из данных табл. 7.2 видно, что суммарный выход всех стабиль-
ных и долгоживущих изотопов криптона составляет примерно
3,8% выхода всех продуктов деления (Кг87 не учитывается). Сог-
ласно данным табл. 7.3 суммарный выход всех стабильных и долго-
живущих изотопов другого инертного газа — ксенона — составляет
примерно 21,4—21,7% (короткоживущие изотопы Хе133 и Хе135 не
учитываются).
В табл. 7.4 приведены изотопный состав криптона и ксенона и
их выходы при делении U235 тепловыми и быстрыми нейтронами.
Эти значения несколько отличаются от данных табл. 7.2 и 7.3.
Небольшое расхождение в значениях выхода объясняется разли-
чием в использованных спектрах нейтронов.
Изотопный состав и выход Хе п Кг,
образующихся при делении U235 тепловыми
и быстрыми нейтронами [10]
Т а б л и ц а 7.4
Распределение изотопов, %
Изотоп Деление тепловыми Деление быстрыми
нейтронами нейтронами
Кг’3 14,25 15,7
Кг84 26,55 27,3
Кг85 7,42 7,9
Кг86 51,78 49,1
Выход К г, % 3,65 3,92
Хе131 13,58 14,95
Хе132 19,88 23,26
Хе134 36,40 33,65
Хе133 30,14 28,14
Выход Хе, % 21,43 21,07
Хе/Кг 5,87 5,37
Выход Хе + Кг, % 25,08 24,99
Образующиеся в процессе деления ядер продукты деления при
длительной работе реактора накапливаются в горючем в большом
количестве. Например, в горючем из металлического урана при выго-
рании 0,5%, т. е. после того, как делению подвергнется 0,5% всего
числа делящихся ядер, в 1 см3 горючего накопятся газы, количество
177
которых соответствует 0,4 см3 криптона и 2 см3 ксенона при нормаль-
ных давлении и температуре [11]. Накопление продуктов деления
при высоких температурах горючего приводит к возрастанию объ-
ема горючего, его распуханию. Этот процесс обычно называется
свеллингом.
Наибольшее распространение в реакторостроении получило
горючее в виде двуокиси урана UO2, имеющей высокую температуру
плавления (280СГ С) и выдерживающей высокое выгорание горю-
чего без значительного распухания и изменения геометрических
размеров. Подробнее свойства различных видов горючего и, в част-
ности, UO2 рассмотрены в гл. 8. Тепловыделяющие элементы с горю-
чим из UO2 широко используются во многих реакторах. Твэлы
из спеченной двуокиси урана применены, например, в реакторах
Ново-Воронежской АЭС и Белоярской АЭС им. И. В. Курчатова.
При высокой температуре горючего двуокись урана становится про-
ницаемой для газообразных продуктов деления. Выход продуктов
деления из UO2 представляет собой сложный процесс и может быть
обусловлен различными механизмами, в частности диффузией. Не-
смотря на большое количество проведенных исследований выхода
газообразных продуктов деления из НО2, многие факторы, влияю-
щие на процесс выхода, изучены еще недостаточно. Поэтому рас-
четные данные не обладают большой точностью и наиболее досто-
верные сведения по выходу продуктов деления из данного типа твэла
или ЭГЭ необходимо получать экспериментально при испытаниях
в реакторе.
Тем не менее имеющиеся в настоящее время экспериментальные
данные позволяют сделать вывод, что при высокой температуре го-
рючего порядка 1700—2000“ К газообразные продукты деления ин-
тенсивно выделяются из горючего [12—151. Так, в работе [16] от-
мечено, что при температуре большей 2000° К из горючего может
выделиться около 90% газообразных продуктов деления.
Накопление газообразных продуктов деления при длительном
облучении горючего (выгорание около 1% или больше) приводит
к изменению геометрических размеров горючего — свеллингу. На
рис. 7.10 приведена зависимость увеличения наружного объема
образцов из UO2 длиной 25,4 и диаметром 5,33 мм, от выгорания
при различных температурах. Вдоль оси образцов имелось осевое
отверстие небольшого диаметра. Горючее заключено в оболочку
толщиной 0,5 мм из сплава W — 26% Re [17]. При температуре до
1600° С и выгорании до 10го делений'см3 увеличение наружного
объема вследствие свеллинга менее 5%. С увеличением температуры
увеличение наружных размеров значительно возрастает. Послера-
диационный анализ показал, что при температурах горючего боль-
ших 1600° С выделение газообразных продуктов деления из UO2
приближается к 100%. Большая скорость свеллинга при высоких
температурах горючего при одновременно большом (около 100%)
выходе газообразных продуктов деления из горючего, вероятно,
свидетельствует об образовании газовых пузырьков, вызывающих
178
свеллинг. Для уменьшения скорости спеллинга имеются в принципе
две возможности: использовать материалы, удерживающие газо-
образные продукты деления и компенсирующие давление газа по-
верхностным натяжением, или, наоборот, облегчать выход газо-
образных продуктов деления из горючего.
Использование керметного горючего с малым диаметром зерен
UO 2 приводит к увеличению степени удержания газообразных про-
дуктов деления. Однако при больших выгораниях, вероятно, более
Рис. 7.10. Зависимость увеличения наружного объема UO;
от выгорания при различных температурах:
ф —UO2, 90%-ная плотность: О — UO2. 97%-ная плопюсть.
отверстие 0=2,8 мм; Д —• UO2. 97%-ная плотность, отвер-
стие 0=2,8 мм\ Ш-иО2, 97%-ная плотность, отверстие
0 = 1,4 мм‘, □ — UO2, 97%-ная плотность, отверстие
0 = 2,8 мм; — — — UO2, 94%-иая плотность, отверстие
0 = 2,8 мм.
перспективный метод борьбы со свеллингом — облегчение выхода
газообразных продуктов деления из горючего. Эксперименты пока-
зали, что увеличение пористости горючего приводит к меньшей ско-
рости свеллинга [17]. Выход газа из горючего можно^облегчить
с помощью напыления на частицы горючего специального покрытия.
При этом размеры частиц и толщина покрытия, а также материал
покрытия должны быть такими, чтобы большая часть газообразных
продуктов деления удалялась из горючего в результате диффузии
[15]. Создание специальных вентиляционных каналов в горючем,
облегчающих отвод газообразных продуктов деления, позволит
уменьшить давление газа и тем самым снизить скорость свеллинга.
§ 7.4. ВЛИЯНИЕ ИНЕРТНЫХ ГАЗОВ
Влияние инертных газов на характеристики термоэмиссионного
преобразователя рассмотрено в ряде работ [18—23]. Исследовано
влияние и таких инертных газов, как неон и аргон, которые не
образуются в заметном количестве при делении урана. Появление
179
инертных газов в межэлектродном промежутке ТЭП должно при-
вести к уменьшению тока преобразователя вследствие рассеяния
электронов эмиссии на атомах инертных газов. Особенно сильно
этот эффект должен проявиться при низких давлениях паров цезия,
когда рассеяние электронов на атомах цезия невелико. При боль-
ших давлениях паров цезия, когда d!l > 1, например в диффузион-
ном режиме, рассеяние электронов на атомах цезия велико, поэ-
тому появление инертных газов при давлениях, сравнимых с дав-
лением паров цезия, должно мало изменить ток преобразователя,
поскольку сечения рассеяния электронов на атомах инертного газа
значительно меньше соответствующего сечения для цезия. Так,
сечения рассеяния электронов на атомах инертных газов имеют,
следующие значения: aNe == 7,5-10~17 см2' <Тхе 2,25-10’15 см2
[24], a <Tcs = 3-10~14 см2. Поскольку <TNe-Д Охе, неон более
«прозрачен» для электронов, чем ксенон при одинаковых парциаль-
ных давлениях этих газов. Однако в процессе экспериментов обна-
ружен обратный эффект — при наличии неона ток преобразователя
уменьшался значительно больше, чем при наличии ксенона. Кроме
того, в ряде работ (например, [251) отмечено даже улучшение элект-
рических характеристик цезиевых ТЭП при введении инертных
газов.
Подобный характер влияния инертных газов можно объяс-
нить термодиффузионным разделением газов в смеси цезий + инерт-
ный газ [181. При наличии градиента температуры в межэлектрод-
ном промежутке более тяжелые атомы, в данном случае атомы це-
зия, должны перемещаться в более холодные области (к резервуару
с цезием).
В результате в межэлектродном промежутке количество ато-
мов цезия уменьшится, соответственно уменьшится и рассеяние
электронов на атомах цезия. Поскольку атомы неона легче ато-
мов ксенона, то этот эффект более сильно проявляется для смеси
неон + цезий, чем в случае смеси ксенон + цезий, если, конеч-
но, давление инертного газа не настолько велико, что рассеяние
электронов на атомах инертного газа сравнимо с рассеянием на ато-
мах цезия. Это условие выполняется при рг ~ рс^, так как
ar/crcs С 1- Уменьшение количества атомов цезия в межэлектрод-
ном промежутке в случае, если давление паров цезия больше опти-
мального, вызовет увеличение тока преобразователя.
На рис. 7.11 представлены вольт-амперные характеристики пре-
образователя с эмиттером из рения и коллектором из молибдена
при d --- 0,25 мм при различных давлениях ксенона в интервале
0—190 мм рт. ст. [22]. Давление паров цезия для каждой точки
вольт-амперной характеристики оптимальное. Приведенные харак-
теристики показывают, что с увеличением давления ксенона мощ-
ность преобразователя монотонно уменьшается. Подобная картина
наблюдалась и для криптона и для аргона, причем в случае крип-
тона при /?кг «С 20 мм рт. ст. вольт-амперные характеристики
практически совпадают с вольт-амперными характеристиками, при-
180
веденными на рис. 7.11 для ксенона при тех же парциальных давле-
ниях и параметрах преобразователя.
Анализ приведенных результатов показывает, что допустимые
давления ксенона и криптона, выделяющихся из ЭГЭ в межэлект-
родный промежуток, не должны превышать 5—10 мм рт. ст. На-
личие инертных газов в межэлектродном промежутке затрудняет
перенос атомов цезия из резервуара с жидким цезием в межэлект-
родный промежуток и обратно. При значительной длине тракта,
связывающего резервуар с жидким цезием и межэлектродный про-
межуток, время установления равновесия между давлениями па-
ров цезия в резервуаре и в межэлектродном промежутке при нали-
чии инертных газов в тракте может быть значительным. В лабора-
торной установке, описанной в работе [22], время установления
равновесия от 1 до 30 ч в зависимости от парциального давления
инертного газа. Даже при установлении равновесия давления паров
цезия в резервуаре и в межэлектродном промежутке могут быть
различными вследствие термодиффузионного разделения газов.
181
Поэтому установленная в лабораторных условиях зависимость
оптимальной температуры резервуара с цезием от температуры эмит-
тера для ТЭП, встроенных в ЭГК, может иметь иной вид. В заклю-
чение можно отметить, что если давление паров цезия в ТЭП оп-
тимальное, то всегда при введении инертного газа электрическая
мощность ТЭП уменьшается.
Оценим возможную скорость поступления инертных газов, яв-
ляющихся продуктами деления, в межэлектродный промежуток
ТЭП. Для этого воспользуемся параметрами ТЭП, рассмотренными
в гл. 4 при расчете электрических характеристик энергетической
модели ТЭП. В частности, для эмиттера диаметром 1 и длиной 5 см
при максимальной температуре эмиттера 2000° К тепловыделение
в эмиттере должно быть порядка 200 вт на 1 см длины эмиттера.
Поскольку 1 вт соответствует 3,3- Ю10 дел/сек, то на 1 см длины
эмиттера должно приходиться 6,6-К)12 дел/сек. Согласно данным
табл. 7.4, выход стабильного изотопа ксенона составляет при-
мерно 0,21, следовательно, скорость образования ксенона 1,4 х
X 1012 атом/(см-сек). Если предположить, что 50% образовавших-
ся в горючем атомов ксенона при температурах горючего и оболоч-
ки Т 2000° К выделится в межэлектродный промежуток ТЭП,
то скорость выделения ксенона на 1 см длины эмиттера составит
7-Ю11 атом/(см-сек). При d = 0,025 см объем межэлектродного
промежутка, приходящийся на 1 см длины эмиттера, равен
0,08 см3'см, тогда скорость поступления ксенона в межэлектродный
промежуток составит 3-1016 атом,'(см3 ч), что соответствует скоро-
сти увеличения давления ксенона в межэлектродном промежутке
примерно 1 мм рт. ст./ч.
Конечно, ксенон заполнит не только межэлектродный промежу-
ток, но и различные конструктивные полости ТЭП, например тракт
для подачи паров цезия. Если общий объем, заполняемый ксеноном,
в десять раз больше принятого выше, то время, в течение которого
давление ксенона повысится в межэлектродном промежутке до
10 мм рт. ст., равно примерно 100 ч. Если же выделение ксенона
равно всего 5% общего количества, образовавшегося в горючем,
то время достижения давления ксенона в межэлектродном проме-
жутке 10 мм рт. ст. при принятых выше условиях составит при-
мерно 40 суток. Как показывают вольт-амперные характеристики,
приведенные на рис. 7.11, при парциальном давлении ксенона
в межэлектродном промежутке 10 мм рт. ст. уменьшение электри-
ческой мощности ТЭП составит примерно 5—10% по сравнению
со случаем рХе = 0.
Таким образом, в реакторе со встроенными в активную зону
термоэмиссионными преобразователями при достаточно длитель-
ной работе реактора необходимо принимать специальные меры,
предотвращающие попадание газообразных продуктов деления
в межэлектродный промежуток или же позволяющие постоянно или
периодически удалять продукты деления из межэлектродного про-
межутка ТЭП, с тем чтобы давления выделившихся из ЭГЭ газо-
182
образных продуктов деления не превышали допустимых парциаль-
ных давлений этих газов. Один из методов борьбы с накоплением
в межэлектродном промежутке ТЭП газообразных продуктов деле-
ния в значительных количествах — откачка продуктов деления,
например, с использованием их сорбции активированным углем.
Система откачки, состоящая из ловушки с активированным углем,
диффузионного и форвакуумного насосов, позволяет получать ваку-
ум в ТЭП порядка 10-3 мм рт. ст. при длине тракта до 10 м [26].
Другой возможный метод борьбы с накоплением газа в межэлектрод-
ном промежутке ТЭП — создание в горючем специальных венти-
ляционных каналов, связанных с вакуумным трактом, изолирован-
ным от межэлектродного промежутка и выводящим продукты деле-
ния из электрогенерирующего канала [271.
§ 7.5. ДОПОЛНИТЕЛЬНЫЕ ИСТОЧНИКИ ИОНОВ В РЕАКТОРЕ
В газонаполненном термоэмиссионном преобразователе, распо-
ложенном непосредственно в активной зоне реактора, существуют
дополнительные источники ионов, обусловленные различными про-
цессами взаимодействия у-излучения и нейтронов с газом, запол-
няющим межэлектродный промежуток. Кроме того, если горючее
одновременно является эмиттером (безоболочечный вариант), то
осколки деления, вылетающие из горючего, также вызывают иони-
зацию газа в межэлектродном промежутке. Рассмотрим процессы,
приводящие к ионизации газа в межэлектродном промежутке, и
оценим количество образующихся ионов.
В ядерном реакторе у-излучение возникает непосредственно при
делении ядер в случае радиоактивного распада продуктов деления
и в случае радиационного захвата нейтронов ядрами атомов горю-
чего и конструкционных материалов. Ионизация газа у-излучением
происходит вследствие двух процессов — фотоэлектрического пог-
лощения у-квантов и некогерентного рассеяния у-квантов (см. § 6.4).
Образование пар (электрон + позитрон) в газе дает дополнительное
поглощение у-излучения, однако непосредственно к образованию
ионов не приводит. Энергия у-излучения, поглощаемая единицей
объема газа в единицу времени, равна
W = p^ENy (E)v (Е) dE, Мэв! (см3.сек), (7.5)
где р — плотность газа, г/см3; Е — энергия у-кванта, Мэв;
Ny (Е) dE —число у-квантов с энергией Е на интервал энергии dE,
проходящих в 1 сек через 1 см2; v (Е) —массовый коэффициент по-
глощения у-квантов, см2/г. Интегрирование в выражении (7.5) про-
водится по всему спектру у-излучения в реакторе.
Максимальную скорость образования ионов SMaifc получим
в предположении, что вся поглощаемая газом энергия идет на иони-
зацию газа, имеющего потенциал ионизации Vit т. е.
Змакс - W/Vt. (7-6)
183
Образовавшиеся при поглощении у-излучения ионы могут быть поте-
ряны в результате диффузии к электродам и вследствие рекомбина-
ции в объеме. Если учитывать только рекомбинацию в объеме
(тем самым концентрация ионов в межэлектродном промежутке
ТЭП будет завышена), то для изменения концентрации ионов в еди-
нице объема получим: dn,/dt = SMaKC — R, где R — скорость ис-
чезновения ионов вследствие рекомбинации. Скорость рекомбина-
ции ионов пропорциональна концентрации ионов nt и электронов
пе в межэлектродном промежутке: R -= а щпе, где а — коэффициент
электрон-ионной рекомбинации. Для цезиевой плазмы а = 3,4 х
X Ю10 см3/сек [28]. Считая, что плазма нейтральна, т. е. пг
= пе, получаем
dll Jdt = 5макс .
При равновесии dnjdt = 0, следовательно,
«г = (5Макс/«)1/2, (7.7)
Полученные с помощью формул (7.6) и (7.7) оценки (завышенные)
показывают, что для образования ионов за счет поглощения у-из-
лучения, достаточного для нейтрализации пространственного заря-
да электронов при J 1 а/см2, давление паров цезия должно дости-
гать 100 мм рт. ст. Конечно, при таком давлении ток через преоб-
разователь практически равен нулю. При заполнении ТЭП другими
газами их давление должно быть еще больше.
Поглощение у-излучения происходит, конечно, не только в газе,
заполняющем межэлектродный промежуток, но и в конструкцион-
ных материалах ЭГЭ — в эмиттере и коллекторе. Возникшие при
поглощении у-квантов электроны вылетают из этих материалов
в межэлектродный промежуток, где могут вызвать ионизацию газа.
Однако и в этом случае даже явно завышенные оценки показывают,
что результирующая концентрация ионов на несколько порядков
меньше необходимого значения для нейтрализации пространствен-
ного заряда электронов при J — 1 а/см2.
Рассмотрение других возможных источников ионов, таких,
как столкновения быстрых нейтронов с атомами газа или ионизация
осколками деления (безоболочечный вариант эмиттера), показы-
вает, что роль этих источников ионов в нейтрализации пространст-
венного заряда Электронов в межэлектродном промежутке ЭГЭ
оказывается еще меньше [29].
§ 7.6. РЕАКТОРЫ С ТЕРМОЭМИССИОННЫМ ПРЕОБРАЗОВАНИЕМ
Характеристики, возможности и особенности различных типов
реакторов-преобразователей с размещением ТЭП как непосредст-
венно в активной зоне в составе электрогенерирующих каналов,
так и вне активной зоны, можно оценить при сравнении проектов
четырех реакторов-преобразователей, предназначенных для снаб-
жения электроэнергией космических аппаратов: проектов реакторов
184
Ядерные и общие характеристики термоэмпсеиоиных Таблица 7.5
реакторов
Параметр TRIKT SPIKT WR-TR SRAKT WR
Горючее (обогащение 93%) ГС0,3 ZrC0 j, UC UO2 UC
Доля делящихся атомов в горючем 0,14 0,47 0,31 0,47
Загрузка U235, кг 10 61 104 72
Замедлитель ZrH1>7 — — —
Отражатель Be Be c Be
Толщина отражателя, мм 90 60 100 100
Отношение максимального теплового потока к среднему 1,24 1,28 1,42 1,09
Диаметр активной зоны, мм 362 238 498 132
Высота активной зоны, мм 362 294 300 460
Спектр нейтронов Тепловые Быстрые Быстрые Быстрые
Количество ЭГК или твэлов 120 37 367
Количество ТЭП в ЭГК 8 8 —
Общее количество ТЭП 960 296 734 144
Общая масса реактора, кг 495 290 996 229
Общая масса установки без теневой защиты, кг 731 — 1698 259
Электрическая мощность, кет 50 50 102 6,2
Удельная мощность (без теневой за- щиты), кет/кг 0,07 — 0,06 0,024
TR1KT, SRIKT, WR-TR и SRAKT-WR [30, 31]. В первых двух
реакторах — TRIKT и SRIKT — термоэмиссионные преобразо-
ватели размещены непосредственно в активной зоне, в реакторах
WR-TR и SRAKT-WR — вне активной зоны. Реактор TRIKT
является тепловым, остальные три — быстрыми. Общие характе-
ристики этих реакторов приведены в табл. 7.5.
Активная зона реактора TRIKT набирается из шестиугольных
призм, изготовленных из гидрида циркония, являющегося замед-
лителем. Внутри каждой призмы размещен ЭГК. В качестве горю-
чего предполагается использовать кермет Мо — UO2, заполняю-
щий полости в молибденовом эмиттере, наружная поверхность
которого покрыта слоем вольфрама, или же поликарбид UC — ZrC
в молибденовой оболочке, также покрытой слоем вольфрама. Вы-
равнивание распределения тепловыделения в активной зоне осу-
ществляется вследствие переменного шага решетки в радиальном
направлении и переменной концентрацией водорода в осевом на-
правлении. Каждый ЭГК включает в себя восемь ТЭП, соединен-
ных последовательно. Основные параметры преобразователей реак-
тора TRIKT, а также трех других рассматриваемых реакторов
приведены в табл. 7.6.
Рабочие температуры эмиттеров, коллекторов и теплоносителей
приведены в табл. 7.7.
185
Параметры преобразователей
Таблица 7.6
Параметр TRIKT SRIKT WR-TR SRAKT WR
Длина эмиттера, мм Диаметр эмиттера, мм Площадь эмиттера, см- Межэлектродный зазор, мм Толщина эмиттера, мм Толщина коллектора, мм Толщина изоляции, мм Материал эмиттера Материал коллектора Изоляция Внешняя оболочка Средняя плотность тока, а/см2 Среднее напряжение ТЭП, в К. п. д., % Режим работы ТЭП 40 10 12,6 0,25 0,6 0,5 0,3 W на Мо Nb-l%Zr AI2O3 Nb-l%Zr 7 0,7 10 Дуговой 30 30 28,3 1 0,8 0,7 0,3 W Nb— l%Zr A12O3 Nb-l%Zr 7,6 0,85 12 Недуго- ВОЙ 60 12 22,6 0,3 1,25 2,1 Re на Mo Nb— l%Zr AI2O3 10 0,75 10 Дуговой 32 8,05 0,075 4 3 Re на Mo Nb—l%Zr А^Од 11,6 0,46 10 Дуговой
Для реактора на быстрых нейтронах SRIKT с встроенными в ак-
тивную зону термоэмиссионными преобразователями загрузка горю-
чего в несколько раз выше загрузки горючего теплового реактора
TRIKT при той же мощности. Активная зона реактора SRIKT со-
стоит из 37 электрогенерирующих каналов с горючим в виде UC.
Активная зона окружена бериллиевым отражателем, который со-
стоит из внутренней неподвижной и внешней подвижной части, раз-
деленной на две оболочки, перемещающиеся в осевом направлении.
Схематическое изображение реактора приведено на рис. 7.12.
Хотя имеется неравномерность тепловыделения по высоте реактора,
выбором различных длин эмиттеров в ЭГК обеспечивается постоян-
ство снимаемого с каждого ТЭП тока. Некоторое выравнивание теп-
ловыделения по радиусу активной зоны достигается выбором соот-
ветствующей толщины радиального отражателя. Электрические па-
раметры реактора базируются на характеристиках цезйй-бариевого
ТЭП. Недостатками рассматриваемого реактора SRIKT по сравне-
нию с тепловым реактором TRIKT являются высокая стоимость,
Рабочие температуры, °К Таблица 7.7
Температура TRIKT SRIKT WR-TR SRAKT WR
Горючего (максимальная) 2050 2220 2160 2300
Эмиттера (максимальная) 2000 2070 2000 1760
Коллектора (средняя) Теплоносителя: 1000 1140 1050 900
на входе в реактор 883 1073 — —
на выходе из реактора 923 1113 — —
186
обусловленная большей, чем у теплового реактора, загрузкой горю-
чего, при небольших уровнях мощности (порядка 100 кет), а так-
же значительно бдльшая плотность потока быстрых нейтронов, сле-
довательно, большая вероятность радиационных повреждений
конструкционных элементов реактора, в особенности изоляции
(А12О3).
Рис. 7.12. Термоэмиссионный реактор на
быстрых нейтронах SRIK.T с встроенными
в активную зону преобразователями:
/ — выход газообразных продуктов деления.
2 — опорная рама; 3 — подвижный отража
тель; 4 — отражатель; 5 — корпус под дав-
лением; 6 — внутренний отражатель, 7 —
ЭГК; 8 — ЭГЭ; 9 — коллектор; Ю — эмигтер;
11 — горючее: 12 — вход паров цезия, 13 —
электрическая коммутация.
Реактор WR-TR представляет собой реактор на быстрых ней-
тронах с вынесенными из активной зоны термоэмиссионными пре-
образователями. ТЭП размещены на внешних сторонах торцевых
отражателей. Тепло из активной зоны передается эмиттерам ТЭП
через отражатель с помощью тепловых трубок. Коллекторы охлаж-
187
даются также с помощью тепловых трубок. Цилиндрическая активная
зона состоит из 367 твэлов, содержащих две симметричные части.
Эмиттерная тепловая трубка размещается в центральном канале
каждого твэла. Непосредственного электрического контакта внутри
активной зоны нет, поэтому возможно различное электрическое сое-
Рис. 7.13. Реактор на быстрых нейтронах
SRAKT-WR с вынесенными из активной зоны
преобразователями:
/ _ тепловые трубки; 2 — отражатель; 3 —
оболочка горючего; 4 — горючее; 5 — магнит-
ный привод регулятора; 6 — регулирующие
сегменты; 7 — преобразователь, 3 —отража-
тель.
динение преобразователей,
относящихся к различным
твэлам. Выравнивание рас-
пределения тепловыделения в
осевом направлении ие обя-
зательно, поскольку охлаж-
дение твэлов осуществляет-
ся с помощью тепловых
трубок. Применение тепловых
трубок обеспечивает постоян-
ство температур по эмитте-
рам и коллекторам. Преи-
мущества этого реактора пе-
ред реакторами TRIKT и
SRIKT заключаются в том,
что каждый ТЭП в нем пред-
ставляет собой самостоя-
тельную систему, что обес-
печивает высокую надежность
всей системы в целом. Кро-
ме того, отсутствуют пробле-
мы совместимости горючего
и материала эмиттера, а кон-
струкционные элементы ТЭП
в меньшей степени подверже-
ны радиационным поврежде-
ниям. Недостатки реактора
WR-TR: загрузка горючего
и общая масса велики; тех-
нология тепловых трубок с
большим ресурсом еще не от-
работана; перспективы уве-
личения электрической мощ-
ности ограничены. Предпола-
гается, что рассматриваемый
реактор перспективен при
выходных электрических мощностях до 100 кет.
Реактор SRAKT-WR представляет собой реактор на быстрых
нейтронах с термоэмиссионными преобразователями, вынесенными
из активной зоны. Цилиндрическая активная зона окружена воль-
фрамовой оболочкой. Вокруг активной зоны располагаются 144
плоских преобразователя, эмиттеры которых нагреваются излу-
чением с поверхности активной зоны. Схематическое изображение
188
реактора SRAKT-WR приведено на рис. 7.13. Рассматриваемая
система применима при электрических мощностях в диапазоне
5—25 кет..
Сравнивая два варианта размещения ТЭП, следует отметить,
что системы с преобразователями, встроенными в активную зону,
перекрывают значительно больший интервал электрических мощ-
ностей при достаточно высоком значении удельной электрической
мощности. Сравнение же двух типов реакторов показывает, что
системы реакторов на тепловых нейтронах предпочтительнее при
электрических мощностях до 100 кет.
Различные проекты реакторов с термоэмиссионными преобразо-
вателями рассмотрены в работах 132 -34]. В большинстве рассмат-
риваемых проектов горючее размещается внутри цилиндрического
эмиттера. В работе [32] предложено оригинальное расположение
горючего вне эмиттера. В свою очередь коллектор, охлаждаемый
теплоносителем, расположен внутри цилиндрического эмиттера.
Преимущества подобной схемы расположения горючего: сравни-
тельно простая возможность вентилируемости горючего и выравни-
вания распределения тепловыделения, малое возрастание темпера-
туры при размыкании электрической цепи, простая геометрия канала
и высокая объемная доля горючего.
В рамках программы создания реактора-преобразователя в США
рассматриваются два варианта активной зоны — на быстрых и на
тепловых нейтронах при электрической мощности этих установок
100 и 25 кет соответственно [35].
Реактор электрической мощностью 100 кет с встроенными в ак-
тивйую зону преобразователями имеет следующие предполагаемые
характеристики:
Полезная электрическая мощность, кет . . . 100
Электрическая мощность, кет.............140
Тепловая мощность реактора, кет ............1150
Число шестиэлементных ЭГК, шт...........162
Средняя удельная мощность, вт/см1 .... 3
Температура эмиттера, °C...............1660
Напряжение на два ЭГК, в...................10,2
Разрабатываемый в ФРГ исследовательский реактор ITR с тер-
моэмиссионными преобразователями, расположенными непосредст-
венно в активной зоне, представляет собой реактор на тепловых
нейтронах, состоящий из двух зон. Небольшая внутренняя зона
образована электрогенерирующими каналами, внешняя зона (зона
подсветки) обеспечивает критичность [36, 37]. Поперечный и про-
дольный разрезы активной зоны реактора ITR приведены на
рис. 7.14 и 7.15 соответственно.
Зона с термоэмиссионным преобразованием набирается из
19 ЭГК, каждый из которых расположен в центральной полости
стержня с замедлителем. Схема ЭГК приведена на рис. 7.16. В ка-
честве замедлителя выбран гидрид иттрия, хотя он имеет большее
189
Рис. 7.14. Поперечный разрез реактора-преобразователя 1TR
на тепловых нейтронах:
1 — электрогенерирующий канал; 2 — зазор для теплоносителя.
3 — тепловыделяющий элемент; 4 — замедлитель; 5 — корпус
реактора; 6 — неподвижный отражатель; 7—-подвижный от-
ражатель.
Рис. 7.15. Продольный разрез активной зоны реактора
ITR-
/ — опорная рама; 2 — верхняя полость; 3 — верхняя
решетка; 4 — отражатель; 5 — поворотный сегмент; б —
твэл зоны подсветки; 7 — ЭГК; 8 — замедлитель; 9 —
корпус; 10—‘Нижняя решетка; // — поглотитель; 12 —
разделительная обечайка теплоносителя.
сечение захвата нейтронов, чем гидрид циркония. Однако парциаль-
ное давление водорода при ожидаемых рабочих температурах 500—
600° С у гидрида иттрия на два порядка ниже, чем у гидрида цирко-
ния. Центральная полость каждого стержня с замедлителем, в ко-
торой расположен ЭГК, соединена со стальной трубой, приварен-
ной к дну реактора и верхней крышке. Через кольцевой зазор между
трубой и ЭГК (3,6 мм) прокачивается теплоноситель. Горючее в виде
двуокиси урана 1Ю2 с 93%-ным обогащением располагается в де-
сяти полостях диаметром 3,3 мм, просверленных вдоль оси каждого
эмиттера из молибдена. Поверхность молибденовой оболочки по-
Рис. 7.16. Схема ЭГЭ. Продольный и поперечный разрезы:
1— пар цезня; 2— продукты деления; 3 — теплоноситель, 4, // — изо-
ляция (АЬОз); 5 — замедлитель; 6 — коллектор (ниобий). 7 — эмисси
онное покрытие (вольфрам); 8 — эмиттер (молибден), 9 — центральная
полость; Ю—UO2 (93%); 12— оболочка (Nb — 1% Zr).
крыта слоем вольфрама. Межэлектродный промежуток равен 0,15 мм.
Многослойная коллекторная система, обеспечивающая изоляцию
коллекторов друг от друга и от внешней трубы, омываемой тепло-
носителем, состоит из внешней трубы (сплав Nb — 1% Zr), слоя
двуокиси алюминия толщиной 0,2 мм и внутренней трубы (ниобий),
покрытой со стороны эмиттера слоем молибдена. Каждый ЭГК на-
бирается из семи термоэмиссионных преобразователей.
Для предотвращения распухания эмиттера вследствие накопле-
ния газообразных продуктов деления все полости с горючим со-
единяются с общим вентиляционным трактом, выводящим газы через
верхний торец ЭГК- Межэлектродные пространства всех преобразо-
вателей в каждом ЭГК с помощью тракта, проходящего вдоль оси,
соединяются с цезиевым резервуаром, помещенным на конце ЭГК.
Эмиттеры ТЭП центрируются с одного конца несколькими переход-
ными соединениями, а с другого — свободно посаженным керами-
ческим кольцом.
Ниже приведены основные параметры ЭГК, которые соответст-
вуют характеристикам преобразователей, полученным при дли-
тельных лабораторных и реакторных испытаниях:
191
К. п. Д. преобразования, %................ 10
Плотность, вт/см-:
электрической мощности.................... 5
тепловой мощности ...................... 50
Эмигрирующая поверхность в ЭГК, смг . . 238
Межэлектродный промежуток, мм .... 0,15
Мощность, кет:
электрическая ............................ 1
тепловая .............................10—12
Загрузка горючего, г ................... 320
Полезное напряжение, в.................. 4—5
Ток с одного ЭГК, а .................... 200—300
Рис. 7.17. Зависимость удельной массы ре-
актора ITR от электрической мощности при
19, 37 и 61 ЭГК в зоне преобразования.
Центральная зона преобразования окружена зоной подсветки,
набранной из 400 твэлов. Активная часть твэлов имеет длину
450 мм. Горючее, которое представляет собой гомогенную смесь
урана, обогащенного до
93%, с гидридом цирко-
ния, заключено в стальные
трубы диаметром 14 и тол-
щиной 0,25 мм. Корпус
реактора окружен берил-
лиевым отражателем, тол-
щиной 100 мм, который
состоит из одного непод-
вижного и семи подвиж-
ных сегментов (см. рис.
7.14). Регулирование реак-
тора осуществляется пово-
ротом подвижных сегмен-
тов отражателя. Для
уменьшения потерь элект-
рической мощности при
последовательном соеди-
нении преобразователей
в ЭГК неравномерность тепловыделения по зоне преобразова-
ния сводится к минимуму, во-первых, выбором соответствующего
отношения ядер урана к ядрам водорода, во-вторых, разбавлением
замедлителя в центре зоны, в-третьих, выбором оптимальной тол-
щины бокового отражателя и максимальным приближением торце-
вого отражателя к активной зоне введением бериллиевых втулок по
торцам ЭГК. Основные параметры реактора ITR:
Электрическая мощность, кет .............. 20
Тепловая мощность, Мет ................. 1,2
Размеры активной зоны, см:
высота (без отражателя)................... 45
диаметр..................................35—40
Загрузка горючего (U-35), кг............13—15
Теплоноситель............................... Na
Число ЭГК .................................. 19
192
Число ТЭП в ЭГК............................. 7
Шаг решетки, мм.........................45—50
Отражатель................................. Be
Толщина отражателя, см:
радиального.............................. 10
торцевого................................. 10
Увеличение числа ЭГК в зоне преобразования повысит электри-
ческую мощность реактора. На рис. 7.17 приведены зависимости
удельной массы установки от электрической мощности для 19,37
и 61 ЭГК в зоне преобразования. Удельный вес установки изменяется
от 100 кПквт при 19 ЭГК с общей мощностью 10 кет до 60 кПквт
при электрической мощности этих же ЭГК, равной 20 кет, и до
40 кПквт для 61 ЭГК общей электрической мощностью 40 кет.
При электрической мощности 40 кет рабочая температура эмиттеров
при 19 ЭГК должна равняться 2000°К, а при 37 ЭГК, дающих ту же
мощность 40 кет, рабочая температура эмиттеров снижается до
1800°К.
§ 7.7. «ТОПАЗ» — ПЕРВЫЙ В МИРЕ
ТЕРМОЭМИССИОННЫИ РЕАКТОР
В 1970 г. в СССР состоялся энергетический пуск первого в мире
термоэмиссионного реактора-преобразователя «Топаз», который
в течение более 1000 ч стабильно производил, в зависимости от ре-
жима работы, электрическую мощность 5—10 кет [38, 39]. Соз-
дание реактора-преобразователя потребовало проведения широкого
круга исследований по физике реактора и термоэмиссионного пре-
образователя, а также материаловедческих и инженерно-конструк-
торских работ. Одна из главных проблем при разработке термоэмис-
сионного реактора-преобразователя — создание работоспособного
электрогенерирующего канала. При этом особое внимание должно
быть уделено выбору материалов, их химической совместимости и
отработке технологии. Конструкция ЭГК реактора-преобразователя
«Топаз» обеспечивает надежное фиксирование элементов, необхо-
димую изоляцию между корпусом ЭГК и коллекторами, хороший
тепловой контакт и свободное заполнение межэлектродного про-
странства парами цезия.
На основе проработок и сравнительного анализа реакторов раз-
личного типа был выбран гетерогенный реактор на медленных ней-
тронах с гидридциркониевым замедлителем и бериллиевым отра-
жателем. Как уже отмечалось выше, на электрические характерис-
тики термоэмиссионного реактора-преобразователя сильное влия-
ние оказывает неравномерность тепловыделения в активной зоне
реактора. В реакторе «Топаз» выравнивание распределения энерго-
выделения по радиусу реактора осуществляется с помощью нерав-
номерного расположения ЭГК по радиусу активной зоны. В резуль-
тате коэффициент неравномерности тепловыделения по радиусу ак-
тивной зоны kr не превышает 1,05. Для уменьшения влияния не-
7 Зак. 667 193
равномерности тепловыделения по высоте на электрические харак-
теристики используется геометрическое профилирование. При ис-
пользовании в ЭГК преобразователей разной длины неравномер-
ность тепловыделения по высоте ЭГК практически не влияет на его
электрические характеристики. Чтобы избежать искажения ней-
тронного поля по высоте реактора, для регулирования реактора ис-
пользуют поворотные бериллиевые цилиндры с поглотителем из
карбида бора, расположенные в радиальном отражателе.
В реакторе «Топаз» в качестве основной схемы электрической
коммутации термоэмиссионных преобразователей в ЭГК было выб-
рано последовательное соединение нескольких ТЭП в пределах
одного ЭГК. Этот тип коммутации более перспективен для получе-
ния больших полезных электрических мощностей и напряжения.
Электрически ЭГК объединены в две секции — основную и вспомога-
тельную. Во вспомогательной секции, расположенной в централь-
ной зоне реактора и наименее подверженной влиянию органов
регулирования ЭГК соединены параллельно. Основная секция
состоит из параллельно-последовательно соединенных ЭГК. На
разных режимах работы реактора-преобразователя основная сек-
ция имела электрическую мощность от 7,2 до 3,66 кет, а вспомога-
тельная от 1,2 до 2,7 кет. При изменении тепловой мощности реак-
тора выходные электрические характеристики менялись практи-
чески безынерционно н незначительно зависели от температурного
режима теплоносителя.
Исследование электрических характеристик в начале испытаний
показало, что хотя предварительное обезгаживание и обеспечило
нормальный процесс термоэмиссионного преобразования, но оказа-
лось все-таки недостаточным для получения оптимальной электри-
ческой мощности. Поэтому в процессе испытаний непрерывно про-
водился отвод из межэлектродного зазора посторонних газов и про-
дуктов деления при ограничении ухода цезия в вакуумную систему.
Результаты длительной работы реактора-преобразователя «То-
паз» показали, что практически все нейтронно-физические, элект-
рические, тепловые и гидравлические характеристики совпали
с ожидаемыми характеристиками, полученными на основании
предварительных экспериментальных и расчетных исследований.
Решенные при разработке реактора-преобразователя «Топаз» проб-
лемы и накопленный опыт по его созданию и исследованию послу-
жат основой для разработки в дальнейшем более мощных термо-
эмиссионных реакторов-преобразователей.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Иигольд Д., Блю Э., Озеров В. Эксперименты с термоэмиссионным пре-
образованием. — Термоэмиссионное преобразование энергии. Т. 2.
Пер. с англ. Под ред. В. Н. Артамкина, Б. А. Ушакова. М., Атомиздат,
1965, с. 42.
2. Гарвии X. Исследования, проведенные на элементе, наполненном парами
цезия и использующем карбидовые катоды. — Там же, с. 52.
194
3. Поиомарев-Степной Н. Н., Глушков Е. С. Некоторые методы нейтронно-
физического расчета при физическом профилировании энергетических
реакторов. —«Атомная энергия», 1961, т. 11, вып. 1, с. 19.
4. Пономарев-Степной Н. Н. Зонное профилирование реакторов. — «Атомная
энергия», 1962, т. 12, вып. 5, с. 415.
5. Бать Г. А., Гулимов В. Н., Обухов В. К. О почти полном выравнивании
энерговыделения по радиусу гетерогенного реактора. — «Атомная
энергия», 1969, т. 26, вып. 1, с. 7.
6. Белевцев А. Т. и др. Расчет вольт-амперных характеристик, температурных
полей н оптимального профиля тепловыделения для «длинных» элект-
рогенерирующих элементов. — Термоэмиссиониое преобразование энер-
гии. Сб. докл. сов. ученых на II Междунар. конф, по термоэмиссионному
преобразованию энергии. Стреза, Италия, 27—31 мая, 1968. М.,
изд. ВНИИТ, 1969, с. 263.
7. Bolan Р., Cohen R., Bordner О. Ап engineering evaluation of advanced
nuclear thermoionic space power plants. «Space Power Systems
Engineering». Progress in Astronautics and Aeronautics. Ed. by
G. Szego, E. Taylor. N. Y. — bond., 1966, v. 16, p. 605.
8. Кимель A. P., Машкович В. П. Защита от ионизирующих излучений. М,
Атомиздат, 1966, с. 37.
9. Reactor Physics Constants ANL-5800. Sec. ed. Washington, 1963, p. 17.
10. Nelson R. C. Fission field of xenon and krypton isotopes in (PuU) O2
fast reactor fuel. —-«Trans. ANS», 1969, v. 12, No. 2, p. 562.
И. Берне P. и др. Распухание облученного урана и диффузия инертного
газа в нем. — Тр. Второй Междунар. конф, по мирному использованию
атомной энергии. Женева, 1958. Избр. докл. иностр, ученых. Т. 6. Ядер-
ное горючее и реакторные материалы. М., Атомиздат, 1959, с. 325.
12. Сивиицев Ю. В. Радиационная безопасность на ядерных реакторах.
М., Атомиздат, 1967, с. 223.
13. Рэнкин Е., Чени М., Патрик А. Удержание газообразных продуктов
деления в двуокиси урана, входящей в кермет UO2—Мо, облученный при
высоких температурах. — Термоэмиссионное преобразование энергии.
Пер. с англ. Под ред. Д. В. Каретникова, Р. Я- Кучерова, И. С. Мо-
севицкого, М., Атомиздат, 1971, с. 163.
14. Гросс Ф., Цоллер Р. Исследование термоэмиссионного эмиттера с сер-
дечником из двуокиси урана после облучения. — Там же, с. 168.
15. Хюбнер Г. и др. Термоэмиссионный эмиттер с оксидным топливом и ма-
лым свеллингом. — Там же, с. 181.
16. Biersack J. Blasenwanderung und Spaltgasabgabe aus UO2. — «Nukleo-
nik», 1966, Bd. 8, Nr. 8, S. 439.
17. Гильберт P., Сторок В., Чёбб В. Поведение UO2, UC и UN при облучении
в условиях высоких температур. —«Прямое преобразование тепловой
энергии в электрическую и топливные элементы.» Ииформ. бюл. М.,
изд. ВИНИТИ, 1971, вып. 8, с. 130.
18. Бекмухамбетов Е. С. и др. Работа цезиевого термоэмиссионного преобра-
зователя с добавками инертного газа. — «Ж- техн, физ.», 1966, т. 36,
№ 11, с. 1481.
19. Кондратьев Ф. В., Синютин Г. В., Тихонов В. Ф. Влияние добавок ксе-
нона на работу цезиевого термоэмиссионного преобразователя. —
«Атомная энергия», 1967, т. 23, вып. 3, с. 213.
20. Бекмухамбетов Е. С., Гуськов Ю. К-, Лебедев С. Я- Влияние криптона
на работу термоэмиссионного преобразователя. — «Ж. техн, физ.»,
1965, т. 35, вып. 9, с. 1707.
21. Бекмухамбетов Е. С., Гуськов Ю. К-, Лебедев С. Я. Работа цезиевого
термоэмиссионного преобразователя в присутствии ксенона. — Там же,
с. 1709.
22. Руфе Ф., Либ Д. Влияние инертных газов на вольт-амперные характе-
ристики цезиевого диода. — «Прямое преобразование тепловой энергии
в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд.
ВИНИТИ, 1971, вып. 10, с. 175.
у*
195
23. Стаханов И. П. и др. Плазменное термоэмиссионное преобразование
энергии. М., Атомиздат, 1968, с. 351.
24. O’Malley Т. F. Extrapolations of electron-rare gas atom cross sections
to zero energy. — «Phys. Rev.», 1963, v. 130, No. 3, p. 1020.
25. Гвердцители И. Г. и др. Низковольтная кнудсеновская дуга в смеси це-
зия и инертных газов. — Термоэмиссионное преобразование энергии.
Докл. сов. ученых на II Междунар. конф, по термоэмиссионному преобра-
зованию энергии. Стреза, Италия, 27—31 мая, 1968, М., изд. ВНИЙТ,
1969, с. 195.
26. Бекконетт Е. и др. Откачка продуктов деления из термоэлектронного
преобразователя «Сирена-56». — «Прямое преобразование тепловой
энергии в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл. М.,
изд. ВИНИТИ, 1967, вып. 9, с. 139.
27. Андрэ X. и др. Термоэмиссионный реактор-преобразователь как источник
энергии для космических аппаратов. — Термоэмиссионное преобра-
зование энергии. Пер. с англ. Под ред. Д. В. Каретникова, Р. Я. Куче-
рова, И. С. Мосевицкого. М., Атомиздат, 1971, с. 229.
28. Brown S. С. Basic data of plasma physics. John Wiley Technology Press.
N. Y., 1959, p. 195.
29. Butler D. Gamma-ray ionisation in the plasma diode. — «Adv. Energy
Conv.», 1964, v. 4, No. 1, p. 39.
30. Ушаков Б. А. Термоэмнссионные реакторы для энергоснабжения косми-
ческих аппаратов. Реферат. — «Атомная техника за рубежом», 1969,
№ И, с. 7.
31. Прушек Р. и др. Результаты изучения различных термоэмисснонных
систем с быстрыми и тепловыми реакторами. — Термоэмиссионное
преобразование энергии. Пер. с англ. Под ред. Д. В. Каретникова,
Р. Я. Кучерова, И. С. Мосевицкого. М., Атомиздат, 1971, с. 234.
32. Эббейт И. и др. Термоэмиссионные реакторы с внешним расположением
топлива. — Там же, с. 258.
33. Рэикин В., Салми Е. Параметры и перспективы использования системы
с термоэмиссионным реактором и электрореактивным двигателем. —
Там же, с. 248.
34. Фибельман П., Ной X., Рииальдиии К- Термоэмиссионные реакторные
системы с тепловыми трубками. — Там же, с. 267.
35. Каретников Д. В. VI заседание Международной группы связи по термо-
эмиссионному методу генерирования электроэнергии. — «Атомная энер
гия», 1971, т. 31, № 1, с. 76.
36. Гросс Ф. и др. Реактор с термоэмиссионным преобразованием энергии
в активной зоне. — «Атомная техника за рубежом», 1970, № 2, с. 3.
37. Прушек Р. и др. Реактор с термоэмиссионным преобразованием в актив-
ной зоне (ITR). — «Атомная техника за рубежом», 1972, № 9, с. 3.
38. «Правда» , 26 марта 1971 г.
39. Грязнов Г. М. и др. Создание и энергетические испытания термоэмисси-
онного реактора-преобразователя «Топаз». Докл. Р/852 на Четвертой
Междунар. конф, по мирному использованию атомной энергии. Жене-
ва, 1971, с. 17.
ГЛАВА 8
МАТЕРИАЛЫ
ЭМИТТЕРНОГО УЗЛА
§ 8.1. УСЛОВИЯ РАБОТЫ И ТРЕБОВАНИЯ К МАТЕРИАЛАМ
Общая часть. Эмиттерный узел термоэмиссионного преобразова-
теля плоской или цилиндрической геометрии обычно состоит из
эмиттера и токоввода [1—6], с помощью которого эмиттер присо-
единяется или к токоведущей шине и гермовводу, или к коллектору
соседнего ТЭП.
Температура. Рабочие температуры эмиттера обычно
лежат в диапазоне 1600 >2100° К- Токоввод эмиттера обеспечивает
перепад температур до 1500° К.
Межэлектродная среда. Эмиттерный узел в боль-
шинстве случаев работает в среде паров цезия при парциальном
давлении до 15 мм рт. ст, а в некоторых случаях и при нали-
чии дополнительных различных газов, таких, как окись цезия, пары
бария, а также гидроокись цезия (CsOH), водород, окись углерода,
которые могут появиться вследствие газоотделения из материалов
преобразователя и количество которых зависит от выбора материалов
и технологии изготовления ТЭП [7, 8].
При использовании ТЭП в составе ЭГЭ в межэлектродном про-
межутке могут быть газообразные продукты деления, в том числе
инертные газы (ксенон, криптон), а также пары галогенидов, на-
пример CsF [9].
В рабочих условиях эмиттер может находиться в контакте
с материалами других узлов, например с изолирующими мате-
риалами дистанционирующих узлов, материалами ядерного го-
рючего, или теплоносителем тепловой трубки. Токоввод обычно
находится в контакте с материалом коллектора или материалом
манжеты гермоввода (металлокерамического узла) и с токо-
ведущей шиной при температуре до 1200° К-
Электрическая и тепловая нагрузка. В про-
цессе работы ТЭП через эмиттер могут проходить электрические
токи порядка 100—500 а.
При изменении нагрузки (электрической) эмиттерный узел мо-
жет испытывать кратковременные перегревы и охлаждения, значе-
ние и скорость которых зависят от режима работы ТЭП, свойств
используемых материалов и т. д. Тяжелые условия работы эмиттер-
ного узла ТЭП заставляют выдвигать высокие требования к ма-
териалам [10, 11].
197
Температура плавления. Материал эмиссионного
покрытия эмиттера должен иметь температуру плавления выше
2000°К, а материал оболочки или керна не менее 2700° К-
Эмиссионные свойства. Эмиссионные свойства
материалов эмиттера должны обеспечить возможность генерирова-
ния электрической мощности 10—30 вт/см2 и выше в течение доста-
точно длительного ресурса работы без существенного ухудшения
электрических характеристик.
Испаряемость. Для ТЭП с межэлектродным зазором по-
рядка 100 мкм скорость испарения материала эмиттера не должна
превышать 3-К)12 м/сек (10 мкм!'год), что соответствует давле-
нию паров материала эмиттера не более 10~8 мм рт. ст. Состав
продуктов испарения материалов эмиттерного узла должен быть
таким, чтобы их конденсация на коллекторе не вызывала ухудше-
ния характеристик ТЭП вследствие повышения работы выхода кол-
лектора или повышения внутреннего сопротивления преобразова-
теля (особенно при образовании пленок с полупроводниковыми или
изоляционными свойствами). Если перенос материала эмиттера на
коллектор определяется действием кислородно-водородного цикла,
то массоперенос вследствие коррозии не должен превышать скоро-
сти испарения, при этом продукты массопереноса также не должны
существенно ухудшать характеристик ТЭП.
Термохимическая совместимость. Материалы
эмиттерного узла должны обладать высокой термохимической ста-
бильностью и совместимостью со всеми материалами, с которыми
они контактируют в процессе работы: с материалами коллектора,
манжет металлокерамических узлов, изоляционных и жаростойких
покрытий, а также с ядерным горючим. В местах контактов не
должны образовываться более легкоплавкие эвтектики, соединения
и элементы с высокой диффузионной подвижностью, а коэффициент
взаимной диффузии контактирующих материалов должен быть ми-
нимальным (за исключением специальных случаев).
Механическая прочность. Материалы эмиттерного
узла должны обладать высокими прочностными свойствами, не изме-
нять своих геометрических размеров существенным образом в ре-
зультате ползучести или действия термических напряжений, а так-
же свеллинга ядерного горючего и динамических механических
нагрузок.
Теплопроводность. Материалы эмиттера, изоляцион-
ных, эмиссионных и жаростойких покрытий должны обладать
достаточно высокой теплопроводностью для уменьшения термиче-
ских перепадов при больших тепловых потоках. Желательно, чтобы
материалы токоввода имели малую теплопроводность.
Электропроводность. Для уменьшения внутренних
омических потерь в ТЭП материалы эмиттерного узла должны
иметь высокую электропроводность.
Степень черноты. Материалы эмиттерного узла долж-
ны иметь как можно меньшую степень черноты.
198
Технологичность. Материалы эмиттерного узла долж-
ны быть технологичными, чтобы процесс изготовления из них изде-
лий по-возможности не требовал бы применения сложных техноло-
гических приемов, специального и уникального оборудования и
инструментов.
Нейтроны о-ф изические свойства. При исполь-
зовании ТЭП непосредственно в ядерном реакторе (тепловом и про-
межуточном) материалы эмиттерного узла должны иметь малое сече-
ние поглощения нейтронов. Материалов, в полной мере удовлетво-
ряющих перечисленным выше требованиям, пока еще не создано.
Однако зная различные свойства уже известных материалов и ис-
пользуя результаты испытаний термоэмиссионных преобразовате-
лей на электрических стендах и в натурных условиях (в ядерном
реакторе), можно выбрать необходимые материалы и проводить
работы по созданию новых материалов, более полно отвечающих
поставленным требованиям.
В соответствии с практически достигнутыми до настоящего
времени электрическими характеристиками ТЭП и продолжитель-
ностью их работы наилучшими материалами эмиттерного узла
являются тугоплавкие металлы, их сплавы и композиционные ма-
териалы на их основе [12—19].
Абсолютные значения электрической мощности, полученные
с эмиттерами из карбидов и из тугоплавких металлов, сравнимы
между собой, но в случае карбидов эти мощности получены при более
высоких температурах, при которых скорость испарения достигает
больших значений. Кроме указанных материалов в качестве эмис-
сионных покрытий могут применяться композиционные материалы
матричного типа (типа Л-катода) [20—23] или диспенсерного типа
[24, 25], где роль активного материала, улучшающего адсорб-
цию цезия, выполняют металлы платиновой группы. Эти материалы
не нашли пока широкого применения в ТЭП главным образом из-за
высокой скорости испарения активного вещества при требуемых
рабочих температурах эмиттера, а также из-за большой стоимости
(осмий, иридий, платина, рутений). Окончательный выбор мате-
риалов для эмиттерного узла и для термоэмиссионного преобразо-
вателя в целом должен проводиться с учетом конструктивных
решений, конкретных условий работы и требований, предъявляемых
к энергоустановке.
Выбор материалов проводится путем всесторонней оценки дан-
ных по их свойствам, позволяющим провести необходимые тепло-
физические, термохимические, электрические и механические рас-
четы.
Ниже приведены данные по свойствам тугоплавких металлов
и их сплавов, наиболее часто употребляемых в конструкциях
термоэмиссионных преобразователей. Термоэмиссионные свойства
различных материалов приведены в гл. 1 и 2. Нейтронно-физи-
ческие свойства различных материалов приведены в табл. 1 и 2
приложения 1.
199
§ 8.2. ТУГОПЛАВКИЕ МЕТАЛЛЫ, СПЛАВЫ, СОЕДИНЕНИЯ
И ИХ СВОЙСТВА
Вольфрам, W; Л = 183,85; Z=74*
Плотность. Расчетная (рентгенографическая) плотность
в 0-модификации до температуры 900—950° К равна 18,9 г/сж3.
Выше указанной температуры 0-модификация переходит в «-мо-
дификацию, рентгенографическая плотность которой 19,25 г! см3,
а экспериментальная (пикнометрическая) 19,2 г! см3.
Теплоемкость. Для интервала температур 388—3103° К
мольная теплоемкость ср может быть определена по уравнению
ср = 23,25 + 41,30- 10-* Т + 18,7-10~8 Г, дж/(моль-град).
too /000 1500 2000 2500 3000 Т’(
Рис. ВЛ. Зависимость среднего коэф-
фициента линейного расширения воль-
фрама от температуры.
Рис. 8.2. Зависимость коэффициента
теплопроводности вольфрама от темпе-
ратуры.
Удельная массовая теплоемкость ср дж/(кг-град) =
= 5,44 ср дж/(моль-град). Значения энтропии, теплоты плавления
и испарения, температуры плавления и кипения вольфрама и дру-
гих тугоплавких металлов приведены в табл. 1 приложения 2.
Термическое расширение. Для технических рас-
четов средний коэффициент линейного расширения вольфрама мо-
жет быть определен по зависимости а = f (Т), представленной
на рис. 8.1.
Теплопроводность. Данные по теплопроводности,
рекомендуемые для технических расчетов, приведены на рис. 8.2.
Давление пара и скорости испарения.
Значения при различных температурах приведены в табл. 2 прило-
жения 2. Скорость испарения вольфрама в высоком вакууме:
Температура, °К ........ 2153 2423 2773
Скорость испарения, мкм/год . . 0,1 10 1000
Электросопротивление. Температурный коэф-
фициент электросопротивления в диапазоне температур 293—
2000° К равен 5,48-1()3 град-1. Удельное электросопротивление
приведено в табл. 3 приложения 2.
* Свойства тугоплавких металлов приведены в основном по данным ра-
бот [26—28]. Дополнительные сведения обозначены специальной ссылкой на
литературный источник.
200
Излучательная способность. Удельная мощность
излучения [29]:
Температура, °К.............. 1200 1500 1800 2100 2400
Мощность излучения, вт/см2 . . 1,66 5,52 14,19 30,5 57,7
Значения степени черноты приведены в табл. 2 приложения 2.
Твердость вольфрама по Бринеллю при комнатной температуре,
кПмм2-.
Литой, чистота 99,95%, деформированный.............. 415
То же, рекристаллизованный.......................... 320
Спеченный (плотность 17,5—18,0 г/см3)...............140—150
Рис. 8.3. Предел прочности вольфрама при растяжении:
1 — лист; 2 — пруток; 3 — горячекатаный лист металло-
керамического вольфрама толщиной 0,15—0,3 мм (чисто-
та исходного порошка — 99,98 вес. %); 4 — то же, ре-
кристаллизованный; 5 — проволока монокристалличе-
ского вольфрама; 6 — металлокерамический, рекристал-
лизованный; 7 — то же, наклепанный; 8 — результаты
по данным Гебхарита.
Предел прочности при растяжении воль-
фрама при 20° С, кПш1г:
Литой, чистота 99,95%, деформированный........... 90
То же, рекристаллизованный....................... 50
Спеченный (плотность 17,50—18,00 г/см3).........80—90
Проволока диаметром 15—20 мкм.................. 425—470
Напыленный плазменной горелкой (относительная плот-
ность 0,83—0,89)............................... 3,6—4,7
Предел прочности вольфрама при высоких температурах показан
на рис. 8.3.
Модуль упругости вольфрама (марки ВРН, кованые
прутки, динамический метод) приведен в табл. 4 приложения 2.
201
Взаимодействие с элементами и соединениями
V/ — Cs*. Хорошая стойкость в парах цезия при температурах
до 1973° К в течение 100 ч [30] и в жидком цезии с содержанием
кислорода 0,02—0,03 вес. % (в виде Cs2O), при температуре 35° С
и выдержке 4000 ч. При повышенных температурах коррозия в жид-
ком цезии в основном зависит от содержания кислорода в цезии.
W — (К — Na). При 970° К стойкость вольфрама в эвтектиче-
ском сплаве хорошая. Возможна длительная работа при температу-
рах выше 1300° К-
W — Li. При температурах до 1760° К в течение 1000 ч вольфрам
слегка растворяется с поверхности.
W — Ni. При температурах ниже 1300°К образуются соединения
Ni4W и NieW. Максимальная растворимость никеля в вольфраме
оценивается 0,3 вес. %.
W — Pt. X имических соединений не образуют. Максимальная
растворимость вольфрама в платине достигает 62 вес. %; раствори-
мость платины в вольфраме — 5 вес. %. Добавка платины резко
ухудшает жаростойкость сплава W + 1,5 Pt.
W — Th. Химических соединений не образуют. Растворимость
тория в твердом вольфраме незначительна.
W — U. Химических соединений не образуют. Максимальная
растворимость урана в вольфраме около 0,1 ат. %.
W — Zr. Реагируют с образованием соединения W2Zr. Мак-
симальная растворимость вольфрама в (3-цирконии 8 вес. %, раст-
воримость циркония в вольфраме 3,7 вес. %.
W — UC2. После выдержки в течение 1000 ч при 1473° К на
вольфраме образовался слой карбида вольфрама толщиной менее
40 мкм (механизм взаимодействия аналогичен паре Мо — UC2).
W — А12О3. Начало взаимодействия в вакууме 2170° К- При
2070° К не взаимодействуют в гелии [31].
W — Н2О. При нагревании в парах воды переходит в газовую
фазу по реакции W + 4Н2О-> WO3H2O (газ) + ЗН2.
W — CsOH, W — Cs2O. Взаимодействуют аналогично Мо —
CsOH и Мо — Cs2O. При высоких температурах образует летучие
окислы WO3. Скорость переноса вещества с горячего эмиттера из
вольфрама на коллектор такая же, как у молибдена, но при темпе-
ратуре на 100—200° К выше, чем у молибдена.
W — О2. Скорость окисления вольфрама приведена в табл. 8.1.
Выше 2273° К скорость окисления не зависит от температуры.
Зависимость скорости окисления от давления сложная.
Сплавы вольфрама. Вольфрам получают методом
порошковой металлургии, металлокерамическим методом, техно-
логический цикл которого заключается обычно в получении порош-
ков, их прессовании в изделия определенной формы и размеров и
* Результаты испытаний различных материалов в парах цезия приве-
дены в приложении 3.
202
Скорость окисления вольфрама Таблица 8.1
Давление кислорода, мм рт. ст. Скорость окисления, кг/м* • сек, при температуре, °К
1663 2003 2503
10-’ 10-5 7-10-5 7-10-* 0,01 1 0,210-’ 0,2.10-’ 0,2-10-3 0,2-10-2 0,1-10-’ 0,2-10-’ 0,2-10-5 0,2-10-’ 0,1-10-3 0,1-10-2 0,1-ю-’ 0,1-10-5 0,2-10-4 0,3-10-2 0,5-10-1
последующей термической обработке — спекании в атмосфере за-
щитного газа или в вакууме. В большинстве случаев спеченные
изделия имеют поры и поэтому, как правило, подвергаются обработ-
ке давлением (ковке, прокатке, протяжке и т. п.) при комнатной
или повышенной температуре.
Существенный недостаток метода порошковой металлургии —
повышенное содержание газовых и других вредных примесей в объ-
еме металла, а также сложность контроля и поддержания постоян-
ства основных характеристик порошков, что приводит в ряде слу-
чаев к нестабильности физико-механических свойств изделий. Пре-
одоление этого недостатка идет в настоящее время по пути изыска-
ния легирующих присадок и компонентов сплавов, стабилизиру-
ющих свойства полуфабрикатов в диапазоне рабочих температур
с одновременным повышением их технологичности и качества.
Максимально возможнее содержание присадок и основных
примесей, остающихся после сварки в компактном вольфраме по
данным спектрального и химического анализов указано в табл. 8.2.
Здесь же указаны рекомендуемые области применения некоторых
марок сплавов.
Получение более чистого вольфрама достигается применением
метода вакуумной плавки, которая обеспечивает рафинирование
металла от примесей, давление пара которых выше давления па-
ра металла — основы, а также получение сложных сплавов с весь-
ма равномерным распределением легирующих элементов.
Наиболее эффективный метод очистки вольфрама — метод элект-
ронно-лучевой зонной плавки, которым сейчас получают монокрис-
таллы вольфрама диаметром до 1 см и длиной до 0,4 м. Эти мо-
нокристаллы имеют порог хладоломкости около 20° С. Полуфаб-
рикаты из вольфрама вакуумной плавки пока не получили в элек-
ронной промышленности широкого применения.
Несколько большее применение получил сплав ВР-27ВП (со-
держание рения 27 ± 3 вес. %), отличающийся повышенной тех-
нологической пластичностью и высокой пластичностью при низких
температурах, повышенной термоциклической прочностью, формо-
устойчивостью, вибропрочностью при высоких температурах. Сплав
203
Содержание присадок в сплавах вольфрама
Таблица 8.2
Марка сплава Характеристика, состав присадок и примесей после сварки, вес. % Рекомендуемые области применения прутков н проволоки
вч ВА ВМ ВТ-7, ВТ-10, ВТ-15 ВР-5, ВР-10, ) ВР-20, ВАР-5, ВАР-10, ВАР-20 J ВР20Т2, 1 ВР10Т2, ВР5Т2 j Вольфрам чистый (без при- садок), примеси: К2О—0,01; SiO2—0,02; А1аО3—0,001; Fe2O3— 0,005: СаО—0,002; Мо—0,01; Ni—0,001 Вольфрам с кремнещелоч- ной и алюминиевой присад- ками, состав тот же, что и ВЧ, но отличается струк- турой после рекристалли- зации Вольфрам с кремнещелоч- ной и ториевой присадками: ThO2—0,25; остальное, как у ВЧ Вольфрам с присадкой окиси тория: ВТ-7—0,9 ThO2, ВТ-10—1,4 ThO2, ВТ-15—2,0 ThO2 Остальное, как у ВЧ Сплавы вольфрама с ре- нием (цифра показывает процентное содержание рения) Сплавы вольфрама с ре- нием и торием: ThO2—2,0 Для деталей приборов, не проходящих предваритель- ной обработки при Г> 1200°К Для деталей приборов, требующих применения: 1) непровисающего воль- фрама до температуры 3173 ° К (спирали); 2) вольфрама с высокой температурой первичной р ек р исталлнзации; 3) вольфрама, обладающего после отжига высокой проч- ностью Для деталей Т<2400°К в условиях повышенных механических нагрузок (уда- ров и вибрации) Для деталей с повышен- ными эмиссионными свой- ствами (катоды) Для деталей с повышен- ной пластичностью и проч- ностью по сравнению с ВА и для высокотемпературных термопар При 7^-1900 °К сплавы W—Re по жаропрочным свойствам не имеют преи- мущества перед чистым вольфрамом
хорошо сваривается аргонодуговой и электронно-лучевой вакуум-
ной сваркой. Сварной шов выдерживает испытание на изгиб
до 180° и допускает холодную прокатку. Температурный интервал
рекристаллизации сплава 1773—2173° К. Предел прочности на рас-
тяжение при 1773° К 35 кГ/мм2, при 2073° К 15 кГ/мм2. Удельное
электросопротивление проволоки при 293° К равно 35-10~8 ом-м,
при 1273° К — 70 • 10-8 ом • м. Температурный коэффициент
электросопротивления в интервале температур 203—1273° К сос-
тавляет 1,1-10~3.
204
Механическая обработка вольфрама затруднительна. Поэтому
при обработке резанием его следует подогревать до 800°К. Листы
и прутки из вольфрама можно резать наждачным камнем. Сварку
вольфрама плавлением можно выполнять в вакууме или в нейтраль-
ной среде. Сварные соединения пластичны выше 900° К. Точечную
сварку листов вольфрама проводят с прокладкой танталовой фольги.
Исследование эмиттеров из сплавов на основе вольфрама [32]
показало, что эмиттеры из сплавов на основе вольфрама обладают
более высокими выходными характеристиками.
В ТЭП вольфрам часто используют в виде эмиссионного покры-
тия на молибдене [33], которое получают методом осаждения воль-
фрама из газовой фазы (в виде галогенида WFe или WC16). При этом
на поверхности слоя осажденного вольфрама толщиной 0,2—0,3 мм
стремятся получить предпочтительную кристаллическую ориента-
цию с выходом грани {110} (с большим значением <р0). Технология
нанесения такого покрытия из вольфрама подробно описана в ра-
боте [34]. После длительной работы таких вольфрамовых эмиттеров
на молибдене в условиях ТЭП зона взаимной диффузии составила:
После 172 ч работы.........................10—15 мкм
После 250 ч работы............................~10 мкм
После 1120 ч работы..........................~100 мкм
Явление взаимной диффузии сопровождалось предпочтительной
диффузией молибдена в вольфрам вместе с дефектами на поверхно-
сти раздела Мо — W. Это приводило к образованию раковин и рас-
слоений в эмиттерном покрытии, а также к его отрыву от подложки.
Результаты ресурсных испытаний цилиндрических диодов с воль-
фрамовыми эмиттерами, полученными осаждением из газовой фазы
на вольфрамовые гильзы, показали, что поверхности четырех испы-
танных эмиттеров стабильны по крайней мере в течение 6000 «
(см. табл. 4.4).
Рений, Re; А = 186,2; Z=75
Плотность. Рентгенографическая плотность р = 21 г/см3,
пикнометрическая (кованый пруток, примеси — 0,04% А1, 0,04% Fe,
0,025% Mg, 0,018% Са) р = 21,02 г/см3. Значения энтропии, теплоты
плавления и теплоты испарения, температуры плавления и кипе-
ния приведены в табл. 1 приложения 2.
Коэффициент линейного термического
расширения в интервале температур 290—2000° К равен
7* 10~6 град~г. Относительное расширение при нагреве от ком-
натной температуры до 1000, 1500, 2000° К приведено в табл. 4
приложения 2.
Коэффициент теплопроводности рения (чис-
тота 99,9%), вт/(м-град), приведен в табл. 3 приложения 2.
Скорость испарения и давление пара приведены
в табл. 2, аудельная теплоемкость — в табл. 3 прило-
жения 2.
205
Эле ктросопротивление. Значения удельного элект-
росопротивления приведены в табл. 3 приложения 2. Примеси кис-
лорода повышают удельное электросопротивление. Температурный
коэффициент электросопротивления в диапазоне 293—2000° К ра-
вен 2,42-10~3 град'1. Степень черноты приведена в табл. 2 при-
ложения 2.
Т вердость рения по Бринеллю, при комнатной температуре,
кГ/мм2:
Литой рений....................................... 135
Рениевое покрытие, полученное электролизом . . 250
Предел прочности при растяжении при 20° С, кГ/мм2:
Литой, толщина 0,13 мм, после отжига......... 105
То же, после деформации 20%....................... 200
Металл электронно-лучевой плавки................... 86
Предел прочности и модуль упругости
при различных температурах приведены в табл. 4 приложения 2.
Примеси, особенно кислорода, значительно повышают прочность
рения при 20° С.
Взаимодействие Re с элементами
и соединениями
Re — Cs. Длительные испытания ТЭП с рениевыми эмиттерами
свидетельствуют о хорошей стойкости рения в парах цезия [33].
Re — Fe. Взаимодействуют с образованием соединений Re2Fe3
и ReFe3. При температуре 1823° К рений растворяется в железе.
Re — Li. В расплавленном литии рений корродирует и частично
растворяется, однако рений имеет хорошую стойкость в расплавлен-
ном литии при 813—1273° К.
Re — Ni. При высоких температурах легко сплавляются, хи-
мических соединений не образуют. При 1910° К Re быстро раство-
ряется в Ni. Взаимная растворимость очень велика: при 1470°К в Re
растворяется до 25 вес. % Ni и в Ni до 60 вес. % Re.
Re — Pt. Химических соединений не образуют. Взаимная раст-
воримость очень велика.
Re — Мо. При работе рениевого покрытия на молибденовом
керне эмиттера ТЭП наблюдалось образование хрупких интерме-
таллических фаз и отслаивание рениевого покрытия [33].
Re — Та. Образуют твердые растворы и интерметаллические
фазы.
Re — U. Химических соединений не дает, при 1520° К образует-
ся эвтектика.
Re — W. Образуют твердые растворы и интерметаллические
фазы. Покрытие из Re толщиной 250—300 мкм на W после отжига
при 2270°К и выдержки в течении 600 ч образует диффузионную
зону из двух слоев: о- иф-фаз толщиной 79 и 30 мкм соответственно.
Re — UC. Образуют простую эвтектику при 2120° К, при мень-
ших температурах не реагируют.
206
Re — UC2. При 2070 ± 20°K происходит значительная диффу-
зия углерода в Re и композиция считается несовместимой.
Re — МеО. Совместимость в вакууме при температуре 2700°К
почти аналогична вольфраму. Реакционная способность возрастает
в ряду металлов в следующей последовательности: W — Re — Nb —
Мо — Та, в ряду окислов: ThO2 — HfO2— Y2O3— А13О3 —
Ег2О3 — Но2О3.
Re — С12. Реагируют с образованием ReCl3, ReCl5.
Re — F2. Реагируют с образованием фторидов ReF4, ReFe.
Re — Н2. У рения, отожженного при 1470°К в атмосфере водоро-
да, не изменяются параметры кристаллической решетки. Водород
в рении заметно не растворяется.
Re — Н2О, CsOH, Cs2O. Рений, как и иридий, имеет относитель-
но неустойчивые твердые и газообразные окислы. Поэтому в усло-
виях работы ТЭП Re не может реагировать с парами воды, образуя
летучи^ окислы. Проблема переноса материала при использовании
эмиттера из рения не возникает.
Re — I. Реагируют с образованием Rel4.
Сплавы рения. Технология производства металлического
рения подробно описана в работах [35, 36]. Литой рений так же, как
и литой вольфрам, получают методом вакуумно-дуговой и электрон-
но-лучевой плавки. Монокристаллический рений получают методом
зонной плавки прутка литого рения в вакууме ПО-1 — 10~в тор),
при этом содержание кислорода в металле составляет менее
0,001 вес. %.
Сплавы на основе рения, особенно в области твердых растворов,
в настоящее время мало изучены и не нашли широкого применения.
В наибольшей степени разработаны композиции сплавов с участием
Re на основе W, Мо, Та, Nb, Ti и др.
Оптимальными составами сплавов W и Мо с Re, обладающих
более высокой пластичностью, лучшей обрабатываемостью, тех-
нологичностью и свариваемостью, чем нелегированный вольфрам
и молибден, являются насыщенные твердые растворы, расположен-
ные вблизи границы растворимости (W с 20—30% Re и Мо с 40—
50% Re).
В табл. 8.3 приведены данные по температурам перехода из пла-
стичного состояния в хрупкое для различных сплавов тугоплавких
металлов с рением.
В ТЭП рений применяется в виде эмиттерных покрытий на кер-
нах из Мо, Та и W. Наиболее перспективный метод получения таких
покрытий — метод осаждения рения из газовой фазы, в которой он
может находиться в виде хлоридов и оксихлорида. Структура и ка-
чество рениевых покрытий, получаемых диссоциацией ReCl5 и
ReOCl4, примерно одинаковы. При температуре подложки ниже
1470°К образуются мелкокристаллические покрытия. С увеличе-
нием температуры размер кристаллов увеличивается.
Плотность покрытий практически равна теоретической плот-
ности рения. Качество сцепления покрытий с подложкой из воль-
207
Таблица 8.3
Температуры перехода сплавов рения в хрупкое
состояние
Сплав, ат.% Температура перехода, "К Сплав, ат.% Температура перехода, еК Сплав, ат. % Температура перехода, °K
100 Мо 323 Мо — 30Re 98 W—26Re 348
Мо— 10Re 238 Мо—35Re 19 W—28Re 348
Мо —20Re 183 100W 608 W —30Re 548
Мо — 25Re 133 W—22Re W—24Re 549 428 lOORe 298
фрама и молибдена хорошее, так как во всех случаях при испыта%
ниях на изгиб, перегиб до излома и косой срез отслаивания или
растрескивания покрытий не наблюдалось.
Ресурсные испытания ТЭП с рениевыми электродами показали,
что возможна продолжительная (20 000 ч) работа таких преобразо-
вателей без ухудшения выходных характеристик при температуре
эмиттера до 2000°К.
Тантал, Та; Л = 180,948; Z=73
Плотность. Рентгенографическая плотность р = 16,68 г/см3,
пикнометрическая — р = 16,6 г/см3.
Значения теплоемкости приведены в табл. 3 приложения 2.
Значения энтропии теплоты плавления и теплоты испарения,
температур плавления и кипения приведена в табл. 1 приложения 2.
Термическое расширение. Коэффициент линей-
ного расширения в диапазоне температур 290—2000°К равен
7,7 10’® град”1. Относительное расширение тантала приведено
в табл. 4 приложения 2.
Коэффициенты теплопроводности тантала
при различных температурах приведены в табл. 3 приложения 2.
Электросопротивление. Значения удельного элект-
росопротивления чистого тантала (содержание О2 меньше 0,005%)
приведены в табл. 2 приложения 2. Температурный коэффициент
электросопротивления при температурах 293—2000°К равен 2,53х
У 10 я гра/Г1. Примесь кислорода повышает удельное электри-
ческое сопротивление тантала, которое можно вычислить по фор-
муле р = 13,6 • 10’8 (1 + 2,7 • 10’3 Т + 0,44С) мком • см,
где Т — температура, сС; С — содержание кислорода, вес. %.
Степень черноты е (интегральная и спектральная)
и скорости испарения приведены в табл. 2 прило-
жения 2.
Т вердость тантала по Бринеллю при комнатной темпера-
туре, кГ/мм2:
208
Дуговая плавка, нагартованный....................... 230
То же, рекристаллизованный.......................... 140
Электронно-лучевая плавка, один переплав ... 70
То же, два переплава ......................... 45—55
Предел прочности при растяжении при
20° С, кГ/мм'2:
Дуговая плавка, нагартованный ......................95—98
То же, рекристаллизованный..........................45—55
Проволока диаметром 0,3—1,5 мм .....................90—115
То же, диаметром 0,1—0,001 мм.......................155—180
Пределы прочности тантала при высоких температурах приве-
дены в табл. 4 приложения 2.
Модуль упругости тантала при температуре 300° К
составляет 18 000 кГ/мм2. При увеличении содержания кислорода
до 2 ат. % модуль упругости повышается до 20 000 кПмм2. Для
проволоки диаметром 0,08 мм он равен 19 000 кПмм2.
Взаимодействие с элементами и соединениями
Та — Cs. При 308° К и выдержке в течение 4000 ч в жидком цезии
стойкость хорошая. После испытания при 673° К в течение 500 ч
тантал быстро разрушился. Повышение хрупкости тантала, вероят-
но, связано с диффузией кислорода из цезия в тантал. Тантал, воль-
фрам и молибден успешно выдержали испытания в парах цезия
с низким содержанием кислорода при температуре до 1640° К
в течение 500 ч.
Та — Fe. Реагируют с образованием TaFe2. Стойкость тантала
по отношению к расплавленному железу очень низкая.
Та — Ni. Реагируют с образованием TaNi3, Ta2Ni3.
Та — Pt. Реагируют с образованием соединения.
Та — W. Образуют непрерывный ряд твердых растворов.
Та — U. Тантал медленно растворяется в расплавленном уране.
Расплавленный уран хорошо пропитывает пористые брикеты.
Та — UC. Инертны по отношению друг к другу до температур
1270—1370° К в условиях не очень длительных выдержек. Тантал
начинает замещать уран в UC при температуре выше 1470° К.
Та — UC2. После выдержки при 1470° Кв течение 1000 ч на тан-
тале образовался слой карбида тантала толщиной менее 40 мкм.
Та — А12О3. Тантал начинает реагировать с окисью алюми-
ния и другими окислами при следующих температурах:
Окисел.....................А13О3 MgO ВеО ZrO2 ThO2
Температура, ®К............ 2170 1870 1870 1870 2170
Та — Вг. Совершенно устойчив до 420° К, при 570° К заметно
взаимодействует с образованием ТаВг5.
Та — С12. Устойчивы в сухом и влажном хлоре до 420° К, при
520° К заметно взаимодействуют.
209
Та — F2. Реагируют при комнатной температуре.
Та — Н2. Взаимодействие начинается при 613° К-
Та — Н2О. Выше 1400° К водяной пар разлагается танталом
с поглощением кислорода и выделением водорода.
Та — CsOH, Cs2O. Тантал при высоких температурах реагирует
с парами гидроокиси и окиси цезия с поглощением кислорода, од-
нако в условиях работы ТЭП не ожидается значительного переноса
вещества (танталового эмиттера) на коллектор, поскольку окислы
тантала значительно стабильны.
Та — 12. При 570° К заметно взаимодействуют с образованием
Та15.
Сплавы тантала. Технология производ-
ства тантала. Технология производства металлического тан-
тала подробно описана в работе [37]. Штабики тантала, полученные
из натрий-термических порошков, имеют следующий химический
состав: С (до 0,02 вес. %), N2 (до 0,017 вес. %), О2 (до 0,009 вес. %),
Н2 (до 0,0014 вес. %), Fe (до 0,03 вес. %), Ni (до 0,01 вес. %), Si
(до 0,01 вес. %), Ti (до 0,03 вес. %), Та (остачьное).
Штабики тантала, полученные из электролитического порошка,
имеют более чистый химический состав: С (до 0,01 вес. %), N2 (до
0,004 вес. %), О2 (до 0,007 вес. %), Н2 (до 0,0014 вес. %), Fe (до
0,01 вес. %), Ni, Si, Ti (до 0,1 вес. % каждый), Та (остальное).
Литой тантал, полученный методом электронно-лучевой плавки,
отличается крупнокристаллическим строением, однако в отличие
от слитков молибдена и вольфрама это не снижает его технологиче-
ской пластичности. Содержание примесей в тантале, полученном
электронно-лучевой плавкой, предельно низкое: Н2 — 0,0001 вес. %,
С — 0,004 вес. %, N2 — 0,004 вес. %, О2 — 0,0001 вес. %.
Чистый нелегированный тантал обладает недостаточно высокой
прочностью и жаропрочностью для применения его в качестве
конструкционного материала, работающего при повышенных тем-
пературах. Наиболее эффективно повышают прочность и температу-
ру начала рекристаллизации тантала элементы VI группы — мо-
либден и вольфрам. Сплав тантала с 10 вес. % вольфрама обладает
достаточно высокой технологической пластичностью, а по прочности
при растяжении в нагретом состоянии до 2750°К приближается
к прочности вольфрама. Та и Nb образуют непрерывный ряд твер-
дых растворов замещения, поэтому сплавы тантала, содержащие то
или иное количество ниобия, могут быть рекомендованы для замены
чистого тантала как экономически более выгодные.
Молибден, Мо; Л = 95,98; Z=42
Плотность. Плотность литого молибдена р = 10,24 г/см3.
Теплоемкость. Данные по теплоемкости приведены
в табл. 3 приложения 2.
Значения энтропии, теплоты плавления и теплоты испарения,
температуры кипения и плавления приведены в табл. 1 при-
ложения 2.
210
Термическое расширение. Коэффициент линей-
ного расширения молибдена высокой чистоты в диапазоне темпе-
ратур 290—2000° К равен 6,7 • 10-6 град-1. Относительное рас-
ширение приведено в табл. 4 приложения 2. Для металлокерами-
ческого молибдена рекомендуются следующие коэффициенты линей-
ного расширения:
Температура, ° К . 800—1500 1500—2000 2000—2500
а, 10-* град-1 . . 7 8 8,5
Теплопроводность. Коэффициенты теплопроводности
при различных температурах приведены в табл. 3 приложения 2.
Значения давления пара, скорости испарения и удельного
электросопротивления при различных температурах приведены
в табл. 2 приложения 2. Температурный коэффициент электросопро-
тивления при температурах 293—2000° К равен 3,6 • 10~3 град-1.
Для металлокерамического молибдена с большим содержанием
примесей приводятся несколько повышенные значения удельного
электросопротивления:
Температура, °К . 293 1070 1470 2070 2470
р, IO-8 ом-м ... 5,0 26,0 38,0 56,0 68,0
Для монокристаллического молибдена чистотой 99,98% в ин-
тервале температур 1200—2400°К удельное электросопротивление
составляет [38], 10 s ом • м: р = (— 2,50 + 23,48) КД3 Т +
+ .2,25 • 10-» Т2.
Степень черноты. Значения степени черноты при раз-
личных температурах приведены в табл. 2 приложения 2.
Удельная мощность излучения [29]:
Температура, °К.......... 1200 1400 1600 1800 2000
Мощность излучения, вт/см? . . 1,43 3,18 6,3 11,3 19,2
Твердость молибдена по Бринеллю при комнатной тем-
пературе, кПмм2:
Спеченный, плотность 9,80—10,0 г/см* . . 100—123
Спеченный, деформированный (70-—90%),
плотность 10,20—10,30 г/см3.......150—180
Предел прочности молибдена при растя-
жении при 20° С составляет, кГ/ммг:
Спеченный, плотность 9,8—10,00 г/см3..............24—30
Спеченный, деформированный (70—90%), плотность
10,20—10,30 г/см3...............................48—60
Пруток диаметром 15—20 мм из металла, выплавленно-
го дуговой плавкой в вакууме, без отжига........... 70
Лист толщиной 1,25 мм из металла, выплавленного ду-
говой плавкой, после отжига прн 1270 “К ..........75—82
211
Предел прочности молибдена и его сплавов при повышенных
температурах по отечественным данным показан на рис. 8.4.
Подробная сводка данных по механическим свойствам молиб-
Рис. 8.4. Предел прочности молибдена и молибденовых
сплавов:
1 — нелегнрованный молибден; 2 — сплав Мо+0,5 вес. %
Ti: 3 — сплавы ВМ-1 и ЦМ-2; 4—сплав ВМ-2, 5 —
сплав Мо + 1,27 вес. % Ti + 0,29 вес. % Zr + 0.3 вес % С
В табл. 4 приложения 2 приведены данные по модулю упругости,
полученные на кованых прутках молибдена марки МРН динамиче-
ским методом.
Взаимодействие с элементами и соединениями
Мо — Cs. Молибден имеет хорошую стойкость в жидком цезии
при 308° К и выдержке в течение 4000 ч. Испытания молибденового
сплава типа TZM (0,55% Ti + 0,08% Zr) в цезии при температурах
1640, 1810, 1970° К в течение 100 ч показали хорошую стойкость;
обнаружено небольшое изменение веса и отсутствие межкристаллит-
ной коррозии [30].
Мо — Си. Химических соединений не образуют, растворимость
молибдена в меди при 1170° К очень мала.
Мо — Fe. Образуют химическое соединение Mo6Fe. Стойкость
молибдена по отношению к расплавленному перегретому железу
мала.
Мо — 1г. Реагируют с образованием соединения Мо31г.
Мо — Nb. Образуют непрерывный ряд твердых растворов с мини-
мальной температурой плавления около 2620° К при содержании
молибдена 20 вес. %.
Мо — UC. Молибден начинает разуглероживать монокарбид
урана при температуре выше 1470° К с образованием Мо2С и урана.
212
При температуре 2270° К происходит быстрая реакция с образо-
ванием жидкой фазы.
Мо — UC2. После выдержки при 2070±20° К в течение 50 ч
помимо образования однородного слоя карбидов на металле углерод
диффундировал в металл по границам зерен.
Мо — ВеО. После нагрева до 2070° К в течение 1 ч слабо взаи-
модействовали. Таблетки, спрессованные из порошков, начинают
реагировать в вакууме при 2170° К.
Мо — А12О3. Начало взаимодействия в вакууме при 2170° К.
При 2070° К пе взаимодействуют в гелии [31].
Мо — MgO. Таблетки, спрессованные из порошков, начинают
взаимодействовать в вакууме при 1870° К; при 2370° К значитель-
ного разрушения MgO нет.
Мо — UO2. При выдержке 600 сек. в вакууме или аргоне не взаи-
модействуют до температуры плавления молибдена. Уран диффун-
дирует из UO 2 в молибден на глубину 300 мкм при 1773° К за
1000 ч [39].
Взаимодействие с газами и парами
Мо — Вг. Стоек до 720° К.
Мо — Cs. Не взаимодействует с парами цезия при 973° К и при
1873° К [40].
Мо — F2. При температуре 293° К образуются фториды.
Мо — Н2. При всех температурах химически не взаимодействует.
Мо — Н2О. При взаимодействии с водяным паром при 1370—•
1970° К образуются газообразные Н2, (МоО3)п и МоО2 (ОН)2, а по-
верхность металла покрывается пленкой МоО2.
Мо — Cs2O. Молибден взаимодействует при высоких температу-
рах с образованием летучих окислов молибдена в условиях работы
термоэмиссионного преобразователя.
Мо — CsOH. В условиях работы термоэмиссионного преобразо-
вателя взаимодействие приводит к циклическому массопереносу мо-
либденового эмиттера на коллектор.
Мо — I. Молибден стоек в парах иода при всех температурах.
Некоторые сплавы. Исходным материалом для произ-
водства компактного молибдена, используемого в электронной
технике, служит парамолибдат аммония 3(NH4)2O • 7МоО3 4Н2О
(ГОСТ 2677—44), из которого после прокаливания на воздухе
при температуре 720° К получают молибденовый ангидрид (МоО3)
чистотой 99,93%. Металлический молибден в виде порошка
получают восстановлением его окислов водородом. В зависимости
от вида и количества введенных присадок молибден подразделяется
на марки, перечень которых приведен в табл. 8.4.
Порошки просеивают и перед прессованием увлажняют раство-
ром глицерина в спирте. Прессование осуществляется на гидрав-
лических прессах при удельном давлении 3,2—3,7 Т!см\ Затем
производится спекание полученных штабиков молибдена в атмо-
213
Сплавы молибдена для электровакуумных Таблица 8.4
приборов
Марка молибдена Состав присадки, вес. %
као SiO2 Со, Fe, Ni ThO2
МЧ
мс — о,1
мк 0,18 0,25 — —
МРН — — — — —
мл — — — 0,5 —
мт — — — 1,0
сфере водорода (или в вакууме для марок МЧ и МРН) в сварочных
аппаратах при конечной температуре 2570° К (при 2220° К в ва-
кууме).
Электронно-лучевая зонная плавка позволяет получать моно-
кристаллы молибдена диаметром до 20 и длиной до 500 мм с высокой
степенью чистоты 99,9999%.
Лента, фольга, проволока из вакуумноплавленого молибдена
отличаются высокой температурой рекристаллизации и пластич-
ностью. Так, проволока, полученная из монокристаллов молибде-
на с содержанием 0,05 вес. % титана и 0,05 вес. % циркония с ориен-
тировкой оси {НО}, имеет температуру рекристаллизации 1970° К,
предел прочности при растяжении 84 кГ/мм2 и относительное удли-
нение 18% после отжига в водороде при 1970° К.
Материалом, наиболее отвечающим требованиям электронной
промышленности, является сплав молибдена с рением МР-47ВП
(47 вес. % Re). Из этого сплава изготавливаются: фольга толщиной
до 30 мкм, лента толщиной до 0,3 мм, пластины и проволока диа-
метром от 2,5 мм до 30 мкм. Ниже приведены физико-механические
свойства сплава МР-47ВП:
Температура плавления, ®К........................ 2770
Температура начала рекристаллизации, "К.......... 1620
Удельное электросопротивление (293°К), ом-м . . . 23-10®
Температурный коэффициент удельного электросо-
противления (273—1273°К). град-1 ............... 1,7-10—3
Коэффициент термического расширения, град-1 . . 6,4-10'6
Плотность, г/см*................................. 13,3
Модуль упругости, кГ/.ил2........................ 36 400
Модуль сдвига, кГ/мм1............................ 14 000
Предел прочности при растяжении, кГ/лл2:
деформированный................................. 350—400
отожженный ................................. 100—130
Предел пропорциональности, кГ/мм2 ................ 250
Температура перехода из пластичного состояния
в хрупкое, °К ...................................... 19
Ударная вязкость, кГм/см2............................. 23
Удлинение при растяжении деформированного мате-
риала, %........................................ 1,5—3,0
214
Удлинение при растяжении отожженного материала, % 20—25
Упругое последействие при кручении, % ............ 0,07
Предел прочности, кГ/ммг, при температуре, °К:
1270 ............................................ 60
1770 ............................................ 15
1870 ... . . . .............. 10
1970 . ... .................. 6
Работа выхода, в..................................... 4,3
По зарубежным публикациям широко известен высокожаро-
прочный сплав TZM (химический состав: 0,5 вес. % титана,
0,07 вес. % циркония, 0,04 вес. % углерода, остальное — молиб-
ден), который выпускается в виде листов толщиной 1,25 мм. Лист
из сплава TZM, полученного дуговой плавкой, имеет следующие
свойства: предел прочности при температуре 1470° К составляет
35 кГ'мм\ температура перехода из пластического состояния в хруп-
кое при испытании на изгиб на оправке радиусом в две толщины
листа ниже комнатной температуры, материал не рекристаллизует-
ся при температурах ниже 1530° К. Листы из сплава TZM поддаются
обработке при комнатной температуре без образования трещин.
Из жаропрочных отечественных сплавов широко известны ВМ-1
(до 0,4 вес. % Ti; 0,08—0,25 вес. % Zr, 0,01 вес. % С, до 0,05
вес. % W, остальное — молибден), ВМ-2 (до 0,2 вес. % Ti, 0,25—
0,4 вес. % Zr, 0,02% С, до 0,2 вес. % W, остальное — молибден)
и ВМ-3 (0,8—1,3 вес. % Ti, 0,3—0,6 вес. % Zr, 0,25—0,5 вес. %
С, 1,0—1,8 вес. % Nb, остальное — молибден). Подробные физико-
механические свойства этих сплавов представлены в справочнике
[28] и в работе [39].
Использование подобных сплавов в качестве материалов эмит-
терного узла ТЭП, особенно в качестве эмиттерных материалов, по-
видимому, мало перспективно, так как они содержат значительное
количество легирующих элементов (таких, как титан, цирконий),
ухудшающих их эмиссионные свойства в парах цезия. Однако ТЭП
с электродами из монокристаллического молибдена или сплава на
его основе с меньшим содержанием легирующих элементов могут
обеспечить получение достаточно высоких электрических харак-
теристик.
Ниобий, Nb; А = 92,906; Z=41
Плотность. Плотность литого ниобия чистотой 99,9 вес. %
при 293° К составляет 8,59 г/см3.
Теплоемкость. Данные по теплоемкости ниобия приве-
дены в табл. 3 приложения 2. Значения энтропии, теплот плавления
и испарения, температур плавления и кипения приведены в табл. 1
приложения 2. Загрязнение кислородом приводит к уменьшению
температуры плавления. При содержании кислорода 1,34 вес. %
температура плавления ниобия составляет около 2560° К-
Термическое расширение. Коэффициент линей-
ного расширения ниобия чистотой 99,9 вес. % в интервале темпера-
215
тур 290—2000° К составляет 8,9 • 10-6 град-1. Относительное
расширение приведено в табл. 4 приложения 2. Более загрязненный
металл имеет несколько больший коэффициент линейного
расширения.
Испаряемость. Скорость испарения Nb и давления пара
приведены в табл. 2 приложения 2.
Электросопротивление. Удельное электросопро-
тивление р и коэффициенты теплопроводности ниобия при различных
температурах приведены в табл. 3 приложения 2. Загрязнение
кислородом увеличивает р при комнатной температуре:
Содержание кислорода, вес. % . 0,03 0,161 0,371
р, Ю-s ом.м.................. 16 2 18,8 26,2
Температурный коэффициент электросопротивления при тем-
пературах 290—2000° К равен 1,94 • 10~3 град-1.
Степень черноты ниобия приведена в работе [26] и
в табл. 2 приложения 2.
Удельная мощность излучения [29]:
Температура, еК.........1200 1400 1600 1800 2000
Мощность излучения, вт/см" . .1,61 3,52 6,7 11,12 18,9
Твердость по Виккерсу Ну отожженного ниобия с содер-
жанием кислорода менее 0,03 вес. % составляет:
Температура, °К..... 1000 1500 2000 2500
HVf кГ/ммг.......... 76 12 4 0,6
При увеличении содержания кислорода твердость ниобия резко
повышается; при комнатной температуре твердость ниобия с содер-
жанием кислорода 0,161 вес. % составляет 198 кГ/мм2, а при содер-
жании кислорода 0,565 вес. % — 397 кПмм2.
Предел прочности при растяжении. Пределы
прочности ниобия при растяжении (растяжение образцов произво-
дилось со скоростью 52% в минуту в вакууме не хуже 104 тор)
приведены в табл. 4 приложения 2.
Модуль упругости. Модуль упругости для рекристал-
лизованного ниобия с содержанием кислорода 0,08 вес. % при тем-
пературах 290—1500° К составляет (1104-107) • 102 кГ'мм2, для
деформированного ниобия (1104-112) • 102 кГ/мм2, лля закаленного
ниобия (1274-125)-102 кГ!мм2.
Взаимодействие с элементами и соединениями
Nb — Cs. Стойкость ниобия в жидком цезии при высоких тем-
пературах в значительной степени зависит от содержания кислорода.
По-видимому, они взаимодействуют аналогично системе Та — Cs.
Nb — Си. Химических соединений не образуют; система, по-
видимому, является эвтектической.
216
Nb — Ni. Реагируют с образованием соединений NbNi3, NbNi,
эвтектика появляется при температуре порядка 1370° К.
Nb — Та. Образуют непрерывный ряд твердых растворов.
Nb — U. При температуре выше 1300° К образуют непрерыв-
ный ряд твердых растворов.
Nb — W. Образуют непрерывный ряд твердых растворов при
температуре выше 2920° К.
Nb — Zr. При температуре выше 1300° К образуют непрерыв-
ный ряд твердых растворов.
Nb — ТаС. Ниобий начинает реагировать с тугоплавкими со-
единениями в условиях вакуума и небольших выдержек при следу-
ющих температурах:
Соединение........WC TiC ZrC HfC НЬС ТаС Mo2C
Температура, °К . . 2170 1970 1670 1670 1970 1960 2170
Nb — UC. Совместимы до температуры 1370° К в условиях пе
очень длительных выдержек. При температуре 1270° К после 500 ч
зона взаимодействия составила 10 мкм. Нагрев стехиометрического
монокарбида урана в контакте с ниобием при 2150° К в течение
300 сек показал наличие обменной реакции с образованием жидкого
урана.
Nb — А12О3. Температура начала взаимодействия в вакууме
1870, при 2070° К слабо взаимодействуют в гелии [31].
Nb — MgO. При 2070° К взаимодействия нет, при 2270° К замет-
но1 взаимодействуют.
Nb — UO2. Данные противоречивы. По одним данным, не взаи-
модействуют до температуры плавления ниобия, а по другим —
взаимодействуют при 1270° К с образованием твердого раствора
Nb — 11и неизвестной фазы. Различие, возможно, объясняется
влиянием содержания кислорода в двуокиси урана.
Nb — СО2. В работе [26] исследовано взаимодействие при
870—1220° К.
Nb — Н2. Взаимодействие с образованием гидрида NbH на-
чинается при 520° К- По данным Института Бэттла (США), в систе-
ме Nb — Н образуются не истинные гидриды, а растворы с отноше-
нием Н : Nb до 0,85.
Nb — О2. До температуры 670° К окисление ниобия подчиняет-
ся логарифмическому закону и продукты коррозии состоят из
NbO и NbO2, при температуре выше 670° К образуется Nb2O5 и
сплошность пленки нарушается, окисление при этом протекает по
линейному закону.
Nb — Cs. Взаимодействует с парами цезия при 973° К, почерне-
ние поверхности [40].
Nb — Cs2O, CsOH. В условиях работы ТЭП, по-видимому,
совместимы. У ниобия не ожидается значительного переноса ве-
щества, так как его твердые окислы стабильнее водяного пара.
217
Некоторые сплавы. Ниобий по своим свойствам близок
к танталу, и технология его производства аналогична производству
тантала. После вакуумного рафинирования содержание примесей
в ниобии составляет: С до 0,02 вес. %, О2 до 0,02 вес. %, И2до
0,01 вес. %, Ti до 0,02 вес. %, Ni, Fe, Si до 0,01 вес. % каждый.
Содержание примесей в металле, полученном электронно-лучевой
плавкой, составляет: углерод до 0,006 вес. %, кислород до
0,005 вес. %, азот до 0,004 вес. %, водород до 0,0003 вес. %, алю-
миний, хром, никель, молибден до 0,002 вес. % каждый, медь до
0,004 вес. %, железо, кремний до 0,01 вес. % каждый.
В настоящее время разработано значительное количество нио-
биевых сплавов, главным образом жаропрочных конструкционных,
материалов, обладающих хорошей свариваемостью и пластичностью,
повышенной технологичностью, высокой формоустойчивостью и
низкой испаряемостью в вакууме. Прочность сварных соединений
ниобиевых сплавов составляет 0,73 прочности основного металла
для электронно-лучевой сварки и 0,8 — для аргонодуговой. Плас-
тичность сварного соединения при испытаниях на перегиб в случае
электронно-лучевой сварки выше пластичности основного металла.
По уровню механических свойств некоторые ниобиевые сплавы
почти приближаются к молибденовым сплавам и превышают меха-
нические свойства чистого молибдена.
К недостаткам ниобиевых сплавов относят их способность по-
глощать водород при температурах ниже 1470° К, в результате чего
происходит резкое охрупчивание сплавов. Свойства ниобия и его
сплавов восстанавливаются после удаления водорода. К недостат-
кам сплавов ниобия относят окисляемость их на воздухе при нагреве
до температур выше 670° К.
В табл. 5 приложения 2 указан химический состав некоторых,
в основном отечественных, ниобиевых сплавов. Ввиду того что
отечественные ниобиевые сплавы мало отличаются друг от друга по
химическому составу, их физические свойства также близки между
собой. Поэтому характеристики физических свойств приводятся
только для сплава ВН-2А: температура плавления около 2670° К,
плотность 8,650 г'с.и3, удельное электросопротивление при 290° К
составляет 0,185-10 ° ом • м. Теплоемкость сплава ВН-2А 0,068—
0,094 ккал/(кг град) при температурах в интервале 370—2270° К,
теплопроводность 0,115—0,16 ккал/(см сек град) при температу-
рах 290—2270° К. Коэффициент линейного расширения а сплава
ВН-2А:
Температура, °К . . 290—470 290—1870 290—2070
а, 10-е град-1 ... 9,5 8,95 8,74
Интегральная степень черноты сплава ВН-2А при испытании
в вакууме ИИ1 тор составляет:
Температура, °К........ 1070 1270 1470 1670 1870 2070
ее ................... 0,12 0,14 0,16 0,18 0,2 0,22
218
Подробные характеристики механических и жаропрочных
свойств ниобиевых сплавов приведены в справочнике [28]. Для
сплава ВН-2А (деформированного на 80—90%) предел прочности
при растяжении составляет:
Температура, ° К ...... 290 1370 1470 1770
Предел прочности, кГ/мм? 80—90 45 30 10
Относительное удлинение:
Температура, °К.................... 290 1370 1470 1770
8, %................................4,5 10 12 17
Термоэмиссионные преобразователи с электродами из сплава
ВН-2 обычно имеют более низкие входные характеристики, чем
преобразователи с электродами из молибдена, вольфрама и рения.
§ 8.3. УРАНСОДЕРЖАЩИЕ МАТЕРИАЛЫ*
Монокарбид урана UC
Молекулярная масса 250,04.
Плотность. Экспериментальная (пикнометрическая) плот-
ность монокарбида урана стехиометрического состава с содержа-
нием углерода 4,804 вес. % составляет 13,600 г/см®.
Теплота образования. При температуре 298° К
АЯ = 90,9 кдж моль.
•Энтропия. 3М8°К = 59,4 джЦмоль град).
Теплоемкость. Удельная теплоемкость ср монокарбида
урана составляет; дж'(кг град)
Температура, ° К ...... 298 1000 2000
Ср, дж/(кг-град) ...... 203 239 258
Температура плавления 2670—2880° К-
Термическое расширение. Средний коэффициент
линейного расширения монокарбида урана в интервале температур
290—2000° К составляет 12,8 • 10~® град~1. Относительное рас-
ширение при нагреве монокарбида урана
Температура, °К ...1000 1500 2000 2500
Относительное расшире-
ние, %.......... 0,79 1,48 2,19 2,84
Теплопроводность. Коэффициент теплопроводности
монокарбида урана при комнатной температуре порядка
25 вт/(м град), а при 1000—2500° К 21—19 впгЦм град). Суще-
* Свойства урансодержащих материалов приведены в основном по
данным работы [26]. Дополнительные сведения обозначены ссылкой на лите-
ратурный источник.
219
ственное влияние на теплопроводность оказывает содержание угле-
рода в монокарбиде урана.
Давление пара. На начальной стадии испарение моно-
карбида урана при температуре выше 2270° К характеризуется
преимущественной потерей урана. Этот процесс продолжается до
тех пор, пока монокарбид не обогатится углеродом до состава иС111г
после чего монокарбид испаряется конгруэнтно. Давление пара ура-
на над монокарбидом урана при данной температуре описывается
уравнением:
1g р ~ 8,58 — 27800/Т, тор.
Температура, °К............... 1580 1820 2110 2520
Скорость испарения, м/сек ....10~12 10-10 10-8 10_®
Электросопротивление. Удельное электросопро-
тивление монокарбида урана при различных температурах состав-
ляет:
Температура, °К.......... 293 1000 1500 2000 2500
р, IO"8 ом-м............. 40,5 147 210 255 295
Электросопротивление монокарбида урана зависит от содержания
углерода, чистоты и плотности. Например, для литого монокарбида
урана с изменением содержания углерода от 4,15 до 4,8 вес. % при
температуре 1000° К удельное электросопротивление увеличивается
от ПО 10~8 до 140 • 10"8 ом м. Спеченный монокарбид урана
имеет при 300° К более высокое удельное электросопротивление:
(504-60) • 10-8 ом • м.
Интегральная степень черноты чистой поли-
рованной поверхности монокарбида урана с содержанием углеро-
да 5,3 вес. % при температурах 10004-2000° К равна 0,4.
Твердость. Твердость монокарбида урана по Виккерсу
Hv при температуре составляет:
Температура, °К..... 293 1000 1500 2000
Hv, 102 кГ/мм”-..... 7 1,5 0,5 0,16
Предел прочности. Предел прочности монокарбида
урана при растяжении:
Температура, °К.......... 290 1000 1500
Предел прочности, кГ/мм1 . . . 4,8 7,0 11,0
Предел прочности монокарбида урана при сжатии составляет
примерно 100 кГ/мм2 при комнатной температуре.
Взаимодействие с элементами
UC — Cs. По-видимому, здесь, как и в системе UC — Na, можно
ожидать хорошую совместимость, если монокарбид урана не сверх-
стехиометрического состава, а цезий не содержит примеси кислорода.
UC — Си. Медь и монокарбид урана являются совместимыми
фазами.
220
UC — Ni. Реагирует при 1270° К с образованием различных фаз.
Температура тройной эвтектики U — Ni — С около 1370° К. Не-
большие добавки никеля 0,2—0,5 вес. % способствуют спеканию
монокарбида урана при 2070° К, во время которого никель почти
целиком улетучивается.
UC — Zr. Реагируют аналогично системе UC — Ti, при 1070° К
и выдержке 100 ч зона взаимодействия составила 0,0508 мм.
UC — W. Сплав, наиболее приближающийся к эвтектическому,
содержит 11 ат. % вольфрама и имеет температуру начала плавле-
ния 2413° К- При прогреве образцов монокарбида урана и воль-
фрама, находящихся в контакте друг с другом, при температуре
2073±20° К в течение 50 «никаких видимых следов образования
карбида вольфрама или жидкой фазы не обнаружено. После про-
грева до 2273 ± 20° К и выдержки в течение 30 ч замечено неболь-
шое количество жидкой фазы. При сверхстехиометрическом составе
монокарбид урана быстро реагирует при температуре 2070±20° К
со всеми тугоплавкими металлами (кроме рения) с образованием
слоя карбида соответствующего металла [41]. Коэффициент диффу-
зии урана из UC в вольфраме определяется уравнением:
D = 0,11 ехр ( — 46000/Т), см2/сек (Т в °К).
(UC)0д- (ZrC)0 9 — Nb, Та. При температуре 2070±20° К за 50 ч
не образуют карбидов, однако наблюдается зона диффузии металла
в твердый раствор карбида урана в карбиде циркония на глубину
40 мкм. Уран и цирконий проникают в тугоплавкий металл на глу-
бину не более 350 мкм. Диффузия описывается параболическим
законом. Система не совместима [41 ]. Дополнительные сведения
даны в работе [42].
(UC)01-(ZrC)0>9 — Мо. При температуре 2070 ± 20° К за 50 ч
молибден проникает в карбид на глубину 70 мкм, а глубина проник-
новения урана и циркония в молибден равна 15 мкм. Система счи-
тается совместимой.
(UC)0il.(ZrC)0>9-W. При температуре 2070 ± 20° К за 50 ч
зона диффузии была меньше 1 мкм. Система считается совместимой.
Дополнительные сведения даны в работах [42, 43].
(UC)0 5-(ZrC)0]5 — Re. Совместимы до 2370° К [42].
Взаимодействие с соединениями
UC — UC2. Реагируют при температурах 1470—1970° К с обра-
зованием U2C3, при более высоких температурах образуют непре-
рывный ряд твердых растворов.
UC — ZrC. Образуют непрерывный ряд твердых растворов.
Точки плавления сплавов в системе образуют плавную кривую
без максимума или минимума.
UC — UO2. Реагируют при высоких температурах. Начало за-
метного взаимодействия при температуре 1720° К.
221
Взаимодействиес газами и парами
UC — Н2. Стехиометрический монокарбид урана совместим
с водородом до высоких температур.
UC — Н2О. Начало заметной реакции относится к температуре
примерно 336° К, в кипящей воде карбид полностью разлагается
с образованием метана и водорода.
UC — О2. При комнатной температуре происходит медленное
окисление, при повышенной температуре карбид воспламеняется и
горит с большим выделением тепла. Механизм окисления монокар-
бида урана, по-видимому, обычен, т. е. на поверхности карбида об-
разуется окисная пленка, которая играет роль барьера, тормозяще-
го диффузию кислорода к карбиду до тех пор, пока возникающие
из-за различия плотностей напряжения пе приведут к ее растрес-
киванию.
Использование в преобразователях. В ре-
зультате испытаний топливной композиции 90% монокарбида урана
и 10% карбида циркония установлено, что основной недостаток
карбидной композиции — повышенная диффузия урана к поверх-
ности эмиттера, приводящая к значительному ухудшению харак-
теристик преобразователя из-за снижения работы выхода эмиттера
с 4,6 до 3,5 в. Причина повышенной диффузии — недостаточное по
сравнению со стехиометрическим содержание углерода в топливной
композиции [44].
Карбид циркония ZrC*
Молекулярная масса 103,23.
Плотность. Экспериментальная плотность карбида цир-
кония стехиометрического состава с содержанием 11,6 вес. % угле-
рода составляет 6,660 г/см3.
Теплота образования при температуре 298° К
ЛЯ298 = 200,8 кдж/моль.
Энтропия. S298 = 33,32 джЦмоль град).
Теплоемкость. Данные по теплоемкости карбида цир-
кония:
Температура, °К........ 298 1000 2000 3000 4000
Ср, дж/(кг-град)....... 367,1 538,2 635,5 726,7 770
Теплота плавления составляет 84 кдж/моль, или
814 кдж/кг.
Температура плавления 3690° К. При изменении
концентрации углерода температура плавления изменяется в со-
ответствии с диаграммой состояния системы Zr — С [45].
* Карбид циркония, конечно, не является материалом горючего, но
в некоторых случаях в качестве горючего использовалась смесь карбида
урана и карбида циркония. Поэтому свойства карбида циркония и карбида
урана рассмотрены вместе.
222
Термическое расширение. Средний коэффициент
линейного расширения карбида циркония в интервале температур
290—2000° К составляет 7,00 • 10-в град”1. Относительное рас-
ширение при нагреве карбида циркония от комнатной температу-
ры до:
Температура, °К..........1000 1500 2000 2500 3000
Относительное расширение, % . . 0,47 0,82 1,20 1,60 2,0
Теплопроводность. По теплопроводности карбида
циркония имеются значительные расхождения в опубликованных
данных, что объясняется в основном различием в плотности, чис-
тоте и дефиците по углероду. Приближенная оценка коэффициента
теплопроводности карбида циркония при различных температурах,
°К, может быть сделана по уравнению
х = 16,7 + 7,1 • 10~3 Т, впг/(м • град).
Испарение. Ниже приведены скорости испарения, рас-
считанные на основании термодинамических данных (в расчетах
принималось, что карбид циркония при испарении полностью
диссоциирует на атомы циркония и углерода):
Температура, °К..........1940 2160 2440 2790 3250
Скорость испарения, м/сек . . . 10~14 10~12 10-10 10-8 [10~в
Электросопротивление. По электросопротивлению
карбида циркония так же, как и по теплопроводности, могут быть
значительные расхождения. С ростом дефицита по углероду удель-
ное электросопротивление монокарбида циркония, полученного из
материалов высокой чистоты, уменьшается, в то время как на об-
разцах технически чистого монокарбида оно увеличивается (60 X
Х10-8 и 180-I08 ом-м для ZrCOil и ZrCo.e). Удельное электро-
сопротивление карбида циркония для интервала температур 300—
2850° К может быть оценено по уравнению
р = 39,3 ± 76,7-10-3 Г, мком-см.
Температурный коэффициент электросопротивления в интервале
температур 290—2000° К может быть принят равным 1,20х
ХЮ"3 град”1.
Степень черноты. Интегральные и спектральные сте-
пени черноты неокисленного карбида циркония:
Температура, °К.................. 1000 2000 2500 3000
Интегральная степень черноты eg . . . 0,68 0,59 0,55 0,5
Спектральная степень черноты
(% = 0,665 мкм).................. 0,62 0,65 0,62 —
Твердость. Твердость по Виккерсу Ну карбида циркония:
Температура, °К................... 293 1000 1500 2000
HVj 102 кГ/мм* .................... 29 2,85 2 1,3
223
Предел прочности:
Температура, "К.......... 290 1000 1500
Предел прочности при растяжении,
кГ/см?................... 3000 2000 1000
Предел прочности при сжатии,
кГ/см* .................. 17000 6000 3000
Взаимодействие с элементами
ZrC — Cs. Характер взаимодействия в парах цезия чисто
адсорбционный.
ZrC — воздух. При 720° К увеличение массы образца за 1 ч
составило 0,2 кг/м3.
ZrC — Н2. При 2270 и 2770° К слабо реагируют. При взаимодей-
ствии нестехиометрического карбида циркония с водородом при
повышенном давлении образуются карбогидриды примерного сос-
тава Zr2CH.
Мононитрид урана UN
Молекулярная масса 252,04.
Плотность. Расчетная (рентгенографическая) плотность
мононитрида урана составляет 14,407 г/см3, а экспериментальная
(пикнометрическая) — 14,4 г!см3.
Теплота образования. Л/Аэз = 294,8 кдж/моль.
Энтропия. S298 = 62,70 дж/(моль-град).
Теплоемкость. Удельная теплоемкость мононитрида
урана:
Температура, °К................... 298 1000 2000
Ср, дж!(кг-град) ..................190 238 260
Температура плавления 3120° К при давлении
азота 2,5 атм. Ниже указанного давления мононитрид урана пла-
вится с разложением, выделяя жидкий уран и азот.
Термическое расширение. Термический коэф-
фициент линейного расширения для интервала температур 290—
1870° К составляет (8,614-9,9) • 10 4i град'1.
Давление пара. Давление азота над мононитридом
урана в зависимости от температуры Т° К, выражается уравнением
1g р = 8,193 — (29 • 540)/Т + (5,57 • 10~ls) Т8, атм.
Электросопротивление. Удельное электросопротив-
ление мононитрида урана:
Температура, °К 293 1000 1500 2000
р, IO-8 ом-м 165 200 230 260
Температурный коэффициент электросопротивления в интервале
290—2000° К равен примерно 0,34 • ИУ3 град'1.
224
Твердость литого мононитрида урана по Кнупу, измерен-
ная на больших зернах и на монокристаллах, колеблется в преде-
лах 520—575 кГ/мм2.
Твердость по Виккерсу плотного мононитрида урана, получен-
ного изостатическим горячим прессованием, при 20° С равна 4,8 X
X 102 кГ/мм2.
Предел прочности при изгибе для UN с плотностью
81% теоретической составляет:
Температура, °К 298 873 1473 1673 1870
Предел прочности, кГ/мм* 7,4 7,9 13,6 9,6 деформация
Предел прочности при растяжении может быть пересчитан по
формуле: оизг = (0,5—0,6) ораст.
Модуль упругости для спеченного UN с плотностью
96% теоретической равен 2,13 • 104 кГ!мм2 (при 20° С).
Взаимодействие с элементами и соединениями
UN — Мо. При 1273° К [UN содержал 5,3 вес. % азота] моно-
нитрид урана и молибден слабо взаимодействовали. Глубина про-
никновения после 500 ч составляла около 4 мкм. Скорость реакции
подчиняется параболическому закону.
UN Nb. При 1273° К слабо взаимодействуют. Глубина про-
никновения после 500 ч около 5 мкм.
UN — Та. По-видимому, взаимодействуют аналогично системе
UN — Nb.
UN — W. Нитрид урана, расплавленный без изменения состава
в азоте под давлением 2,5 атм в изложнице из вольфрама, по данным
металлографического анализа, не взаимодействует с вольфрамом,
хотя было обнаружено некоторое количество вольфрама в расплаве
и незначительное проникновение мононитрида урана по границам
зерен в вольфрам.
UN — Re. По-видимому, не взаимодействуют аналогично систе-
ме UN — W.
UN — UO2. Даже в наиболее благоприятных условиях (в при-
сутствии свободного урана) после нагрева до 1870° К включения
двуокиси урана остаются в неизменном виде, сохраняя первона-
чальную форму и размеры. Взаимной растворимости не обнаружено,
но имеется эвтектика при содержании двуокиси урана 45 вес. %
(по массе) с температурой плавления 2623° К.
UN — О2. Потери массы стехиометрического абсолютно плот-
ного мононитрида урана после выдержки в течении 1 ч в кислороде
при 570 и 970° К составили 1,1 • Ю-6 и 2,4 • 104 кг!м2 со-
ответственно. Продукт реакции — U3O8. Энергия активации —
64,5 кдж! моль (15,4 ккал/моль).
8 Зак. 667 225
Двуокись урана UO2
Молекулярная масса 270,02.
Плотность. Экспериментальная плотность двуокиси ура-
на стехиометрического состава с содержанием кислорода 11,85-
вес. % составляет 10,900 г/см3. Плотность двуокиси урана при тем-
пературе плавления п в жидком состоянии уменьшается до 9,67
и 8,74 г/см3 соответственно. При сверхстехиометрическом содер-
жании кислорода плотность двуокиси урана увеличивается.
Теплота образования. АН°98 = 1084,5 ±
± 2,5 кдж/моль.
Энтропия. S29g = 77,95 ± 0,4 дж/(моль град).
Теплоемкость. Удельная массовая теплоемкость двуо-
киси урана:
Температура, °К 298 1000 2000
ср, дж/(кг-град) 240,6 316,4 346,1
Температура плавления 3130° К- Температура
плавления двуокиси урана изменяется в процессе облучения и сос-
тавляет:
Выгорание, ат. % 0 0,09 1,2 8,5 11,5
Температура плавления, °К 3063 3183± 15 3063 3033 2933± 15
Термическое расширение. Относительное рас-
ширение при нагреве от комнатной температуры до:
Температура, °К 1000 1500 2000 2500
Относительное расширение,
% 0,68 1,3 2,06 2,95
Коэффициент линейного расширения жидкой двуокиси урана
в интервале температур 3070—3370° К равен 35 • 10~6 грасГ1,
а в интервале 290—2000° К — 12 • 10"6 град-1. Изменение
удельного объема двуокиси урана в зависимости от температуры в ин-
тервале 273—2073° К описывается уравнением
Vt = V0(l +9-10-6b/+6-10-9/2+3-10~12/3),
где Vt и Vo — удельный объем при t и 0° С соответственно,
см3 г.
Теплопроводность. Двуокись урана имеет низкий
коэффициент теплопроводности, среднее значение которого сос-
тавляет:
Температура, °К 290 1000 1500 2000 2500
Коэффициент теплопроводности,
вт1(м-град) 8,5 ~3,4 — 2,5 ~2,1 — 2,0
Монокристалл двуокиси урана обладает гораздо большей тепло-
проводностью, чем поликристаллический образец, причем тепло-
проводность не зависит от размера кристалла и его ориентации.
226
При 970° К монокристалл имеет теплопроводность на 60% больше
средней теплопроводности спеченного поликристаллического об-
разца.
Давление пара. В достаточно высоком вакууме двуокись
урана испаряется главным образом в виде молекул UO2. При замет-
ном парциальном давлении кислорода испарение происходит го-
раздо интенсивнее в связи с образованием летучего окисла UO3.
При парциальном давлении кислорода над двуокисью урана более
10~4 мм рт. ст. и температурах ниже 2000° К пар состоит главным
образом из молекул UO3. Для двуокиси урана стехиометрического
состава в области температур 1870—2570° К давление пара (выра-
женное в тор) может быть описано уравнением
1g (р) = 12,183 — (32258/Г)
Скорость испарения двуокиси урана при различных температурах
в высоком вакууме:
Температура, °К 1480 1650 1860 2110 2440
Скорость испарения, м/сек 10“14 10~12 10“10 10“8 10“в
Электросопротивление. Двуокись урана имеет
полупроводниковый характер проводимости, поэтому изменение
состава и условий измерения очень сильно влияют на электросопро-
тивление. Установлено, что электропроводность возрастает по мере
увеличения содержания кислорода сверхстехиометрического сос-
тава двуокиси урана и увеличения температуры.
, Ниже приведены данные по электросопротивлению для
UO2,00±0,0b
Температура, °К 293 1000 1500 2000
р, ом-м 1—18 0,004—0,08 0,008—0,02 0,008
Спектральная степень черноты (Z, = 0,65 мкм)
полированной поверхности двуокиси урана при температуре 2070—
2370° К равна 0,40 ± 0,02, а порошка двуокиси урана при тех же
температурах 0,51 ± 0,03.
Твердость. Средняя микротвердость по Кнупу монокри-
сталлической двуокиси урана составляет 655 кГ мм2. Поликристал-
лический материал, как правило, имеет меньшую твердость.
Предел прочности:
Температура, °К 290 1000 1500
Предел прочности при растяжении,
кГ/мм’- 8,0 11,0 11,0
Предел прочности при сжатии для комнатной температуры равен
примерно 75 кГ/мм2. Выше 1670° К двуокись урана быстро теряет
прочность и становится пластичной. Повышение содержания кис-
лорода уменьшает прочность двуокиси урана при высоких темпе-
ратурах.
8* 227
Взаимодействие с элементами
UO2 — Cs. По-видимому, совместимы аналогично системе
UO2 — Na.
ПО2 — Мо, Та, Nb. При температурах 2070 и 2270° К и выдерж-
ке в течение 10 ч образцы металлов прилипали к таблеткам двуокиси
урана; сильной реакции взаимодействия не установлено, но обна-
ружено проникновение компонентов из двуокиси урана в металл
через границы зерен вблизи поверхности. Для тантала и ниобия
при температуре 2270° К обнаружено образование жидкой фазы.
Системы считаются несовместимыми при температурах 2070—
2270° К и совместимыми при 1470° К в течение 1000 ч.
UO2 — W. При температурах до 2270° К реакции между дву-
окисью урана и вольфрамом не обнаружено. Система считается сов-
местимой. Коэффициент диффузии урана из UO, в вольфрам [391
Д = 9,34 • 10~6 ехр ( — 30000/ Т) см2!сек.
UO2 — Re. Рений не был включен в число исследуемых металлов
из-за большого сечения поглощения быстрых и тепловых нейтронов,
которое примерно в пять раз выше, чем для естественного вольфрама.
Однако если учитывать сравнительно низкую по абсолютному зна-
чению теплоту образования его окислов (для ReO2 =
—432,9 кдж/моль), то можно ожидать для стехиометрического соста-
ва двуокиси урана хорошую совместимость с рением, аналогичную
системе UO2 — W.
Взаимодействие с газами и парами
UO2 — Cs. Двуокись урана не взаимодействует с парами цезия
до 2170° К [401.
UO2 — СО2. До 1170° К скорость окисления очень мала.
UO2 — Н2. Взаимодействия нет до температуры плавления двуо-
киси урана.
UO2 — Н2О. Двуокись урана инертна по отношению к дегази-
рованной воде и пару при нейтральном и высоком значении pH.
В условиях облучения двуокись урана может корродировать в воде,
как предполагают, из-за кислорода, образующегося в результате
радиолиза водяного пара.
При рассмотрении работы ЭГЭ в ядерном реакторе необходимо
учитывать влияние ядерного излучения. Как известно, воздействие
нейтронов и осколков деления на материалы вызывает изменение
физико-механических свойств, распухание материала, уменьшение
коэффициента теплопроводности и изменение диффузионных харак-
теристик. В реакторах малой мощности, где выгорание делящегося
вещества много меньше 1 % , этими воздействиями можно пренебречь,
особенно в материалах анодного узла, где происходит облучение
нейтронами и у-потоком. При выгорании до 1% и более двуокись
урана претерпевает заметные изменения [46]. Так, выгорание 1%
делящегося вещества вызывает увеличение линейных размеров око-
228
ло 0,33%. Когда температура внутри тепловыделяющего элемента
(эмиттера с ядерным топливом) достигает температуры плавления
сердечника, радиационное распухание возрастает в 5—7 раз, что
может привести к разрушению эмиттера. Это обстоятельство следует
учитывать при конструировании ТЭП, предназначенных для работы
в реакторе.
Двуокись урана с различной степенью обогащения по U236 ис-
пользуется в качестве ядерного топлива в эмиттерах термоэмиссион-
ных преобразователей, при этом для улучшения передачи тепла
эмиттера зазор между топливом и оболочкой заполняют деформируе-
мым материалом с хорошей теплопроводностью, например волокна-
ми молибдена [47].
Для повышения теплопроводности ядерного топлива на основе
двуокиси урана часто используют молибденовые или вольфрамовые
керметы, которые получают спеканием порошков двуокиси урана
с порошками соответствующих металлов. Коэффициент теплопро-
водности вольфрамовых и молибденовых керметов при температурах
373—1273° К составляет, вт/(м град) [48]:
50 об. % UO, + W . . . . 52,0—42,2
70 об. % UO2 + W . . . . 27,0—25,0
60 об. % UO2 + Мо ... 32,0—26,7
В работе [49] исследован термоэмиссионный эмиттер с сердеч-
ником из двуокиси урана, а также из частиц UO2, покрытых молиб-
деном. Образцы облучались в реакторе при температуре 2000° К
в течение 1250 « с плотностью теплового потока около 40 втсм2 к
поверхности молибден — топливо.
В результате установлено, что система UO2 — Мо применима
в условиях реакторного облучения до выгорания 1,5 • 104 Mem X
X сутки/т. Для достижения более высокого выгорания при ре-
сурсе более одного года необходимо стравливать газообразные ос-
колки деления. Частицы двуокиси урана с покрытием не обладают
лучшими свойствами по удержанию газообразных продуктов деле-
ния по сравнению с двуокисью урана без покрытия. При исполь-
зовании ЭГЭ выгорание топлива должно достигать 27 000 Mem X
X сутки!т при рабочей температуре порядка 2000° К и плотности
теплового потока деления около 40 втг урана без деформации
эмиттера вследствие свеллинга, вызванного газообразными и твер-
дыми продуктами деления. Один из путей преодоления влияния
свеллинга горючего — использование спеченных тонких стержней
из двуокиси урана, которые закладываются в сравнительно мас-
сивный эмиттер из молибдена, снабженный системой для выхода га-
зообразных осколков деления. Эта система сконструирована с уче-
том миграции двуокиси урана, вызванной тепловыми градиентами.
Как известно, работа выхода эмиттера термоэмиссионного пре-
образователя зависит от присутствия монослоя адсорбированных
атомов примесей. В ЭГЭ эмиттер из тугоплавкого металла в виде
осажденного покрытия может находиться в тесном контакте с ма-
229
териалами ядерного горючего при высоких температурах в поле
облучения. Если скорости переноса компонентов горючего и про-
дуктов деления через покрытие значительны, последние могут на-
капливаться на поверхности электродов и воздействовать на выход-
ные характеристики преобразователя. В работе [43] измерены ско-
рости переноса компонентов топлива через покрытия, полученные
из фторида вольфрама. В качестве топлива использовались UO2,
кермет W — 60 об. % UO2 и поликарбид 90% UC— 10% ZrC.
В результате установлено,что на скорость переноса влияют состав
и стехиометрия топлива. Скорость переноса из окислов, особенно
из керметного топлива, меньше, чем из карбидного. При рабочих
температурах эмиттера 1973—2073° К перенос урана через слой
покрытия из вольфрама толщиной 1 мм меняется от 5 до 500 моно-
слоев (1 монослой около 5 10» атом/см2) в течение 10 000 ч для
различных изученных материалов. Скорость переноса зависит от
структуры покрытия и меньше у вольфрама, полученного дуговой
плавкой (примерно на порядок меньше, чем скорость переноса через
столбчатые зерна газофазного вольфрама).
На поверхности коллектора в результате диффузии осколков де-
ления через покрытие, как показывают расчеты, оказывают': . ) <.,з-
личные элементы (Ba140, Zr95, Ru103, Zr92’96, Ru191,102,IW), из
которых общее количество изотопов рутения — основное и состав-
ляет около 1000 монослоев при 2073° К в течение 10 000 ч.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Естер А. и др. Лабораторные и петлевые ресурсные испытания цилинд-
рических термоэмнссиониых преобразователей. — Термоэмиссионное
преобразование энергии. Пер. с англ. Под ред. Д. В. Каретникова,
Р. Я. Кучерова, И. С. Мосевицкого. М., Атомиздат, 1971, с. 142.
2. Ван Хомиссен, Хольтслаг Д. Петлевые испытания и исследования термо-
эмнссиопных преобразователей. — Там же, с. 106.
3. Ной X. Ядерные цезиевые термоэлектронные преобразователи. — «Прямое
преобразование тепловой энергии в электрическую и топливные эле-
менты». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1964, вып. 10, с. 168.
4. Сойер К-, Хилл П., Уилкинс Д. Миогомегаваттпые системы термоэмис-
сиоиных реакторов для космических целей. — «Прямое преобразование
тепловой энергии в электрическую и топливные элементы». Информ,
бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1969, вып. 1, с. 142.
5. Эйнфельд К- Современное состояние разработок термоэмиссионных дио-
дов и реакторов на их основе. — «Прямое преобразование тепловой
энергии в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл. М.,
изд. ВИНИТИ, 1970, вып. 8, с. 78.
6. Дэвен Б.\ Дюран Ж-, Раго П. Термоэмиссионный металлический модуль
с ядерным нагревом. — «Прямое преобразование тепловой энергии
в электрическую н топливные элементы». Информ, бюл. М., изд.
ВИНИТИ, 1968, вып. 12, с. 106.
7. Руфэ Ф., Лайб Д„ Ван Сомереи Л. Результаты прикладных испытаний по
термоэмиссионпому преобразованию за последние годы. — Термоэмнс-
сионное преобразование энергии. Пер. с англ. Под ред. Д. В. Каретникова,
Р. Я- Кучерова, И. С. Мосевицкого. М., Атомиздат, 1971, с. 9.
8. Черепнин Н. В. Вакуумные свойства материалов для электронных при-
боров. М., «Советское радио», 1966, с. 83.
230
9. Рэнкен В. Экспериментальные исследования Cs—CsF—Мо и Cs—CsF—W-
эмиттеров плазменных термоэлектронных преобразователей. — «Пря-
мое преобразование тепловой энергии в электрическую и топлив-
ные элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1964, вып. 11,
с. 131.
10. Гудмен П., Хомоноф X. Замечания по выбору материалов для деталей
термоэлектронного преобразователя. — «Прямое преобразование тепло-
вой энергии в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл.
М., изд. ВИНИТИ, 1964, вып. 2, с. 76.
11. Янг Л. и др. Проблемы материалов для катодов термоэмиссионных пре-
образователей ядерней энергии в электрическую. — Термоэмиссионное
преобразование энергии. Пер. с англ. Под ред. В. Н. Артамкина и
Б. А. Ушакова. М., Атомиздат, 1964, т. 1, с. 68.
12. Основные результаты физических исследовании термоэмнссионных
преобразователей. Обзор. — «Прямое преобразование тепловой энергии
в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл. М. изд.
ВИНИТИ, 1967, вып. 12, с. 102.
13. Китрилакис С., Хатсопулос Г. Термоэмиссионный преобразователь с па-
рами цезия. — Термоэмиссионное преобразование энергии Пер. с англ.
Под ред. В. Н. Артамкина и Б. А. Ушакова. М. Атомиздат, 1965, г. 2,
с. 200.
14. Петров В. И., Кобареиков А. П. Характеристики цезиевого термоэмис-
сионного преобразователя с вольфрамовым катодом. — «Теплофизика
высоких температур», 1968, т. 6, вып. 6, с. 1145.
15. Крачино Т. В., Мацкевич Т. Л. О мощности ТЭП в прямопролетном ре-
жиме. — «Ж- техн, физ.», 1968, № 8, с. 1395.
16. Лауренс Д., Вильсон В. Характеристики и продолжительность испыта-
ний цилиндрических термоэмиссионных преобразователей. — Термо-
эмиссионное преобразование энергии. Пер. с англ. Под ред. В. Н. Ар-
тамкина и Б. А. Ушакова. М., Атомиздат, 1965, т. 2, с. 32.
17. Оугл X., Самстед Г., Ван Дэмм С. Эксперименты с ядерным термоэмисси-
, онным топливным элементом. — Там же, с. 22.
18. Рейзор Н. Прямое преобразование энергии. Термоэмиссионные преобра-
зователи. — «Прямое преобразование тепловой энергии в электриче-
скую и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1970,
вып. 7, с. 91.
19. Бёрд Д. Развитие работ по созданию термоэмиссиоиного электрогенери-
рующего элемента. — «Прямое преобразование тепловой энергии
в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд.
ВИНИТИ, 1970, вып. 8, с. 56.
20. Десплат Д. и др. Термоэлектронный низкотемпературный преобразова-
тель. — «Прямое преобразование тепловой энергии в электрическую
и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1967, вып. 8,
с. 101.
21. Некрасов В. И., Дружинин А. В. Эмиссионные свойства распре-
делительных термокатодов с напыленными пленками металлов. —
«Радиотехника и электроника», 1970, вып. 15, с. 411.
22. Распределительный термокатод. Патент США, кл. 313—346 (HOlj),
№ 3488549. Заявл. 15.1.68. Опубл. 6.1.70.
23. Катод. Авт. св. СССР, кл. 21д, 13/03 (HOlj), № 252484. Заявл. 15.12.64.
Опубл. 7.5.70.
24 Прейс Е. Дкспснссрные катсды с высокой работой выхода. — «Прямое
преобразование тепловой энергии в электрическую н топливные элемен-
ты». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1970, вып. 12, с 138.
25. Гифорд Ф., Хилл Р. Термоэлектронные катоды, состоящие из смеси
BaO —VO2, распределенной в вольфрамовой матрице.—«Прямое преобра-
зование тепловой энергии в электрическую и топливные элементы».
Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1968, вып. 6. с. 93.
26. Котельников Р. Б., и др. Особо тугоплавкие элементы н соединения. Спра-
вочник. М., «Металлургия», 1969, с. 131, 228, 275.
231
27. Гладков А. С. и др. Металлы и сплавы для электровакуумных приборов.
М., «Энергия», 1969, с. 412.
28. Тугоплавкие материалы в машиностроении. Справочник. М., «Маши-
ностроение», 1967, с. 7.
29. Царев Б. М. Расчет и конструирование электронных ламп. М., «Энер-
гия», 1967, с. 646.
30. Де Мастри Д. Коррозионная стойкость тугоплавких металлов в жид-
ком литии и парах цезия. — В сб.: Тугоплавкие металлы в новой тех-
нике. Пер. с англ. Под ред. К- И. Портного, Б. Г. Арабея. М., «Мир»,
1969, с. 147.
31. Ерошев В. К- Металлокерамические вакуумноплотные конструкции.
М., «Энергия», 1970, с. 37.
32. Беломытцев Ю. С. и др. Исследование катодных материалов ТЭП. —Тер-
моэмиссионное преобразование энергии. Сб. докл. сов. ученых на II
Междунар. конф, по термоэмиссионному преобразованию энергии.
Стреза, Италия, 27—31 мая 1968. М., изд. ВНИИТ, 1969, с. 439.
33. Блио Дж. и др. Результаты исследований продолжительности жизни
термоэмиссионных преобразователей. — «Прямое преобразование теп-
ловой энергии в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл.
М., изд. ВИНИТИ, 1969, вып. 1, с. 135.
34. Гудзон Р., Тагами Т., Янг Л. Химическое осаждение вольфрамовых эмит-
теров из газовой фазы с предпочтительной кристаллографической ори-
ентацией (110). — Термоэмиссионное преобразование энергии. Пер.
с англ. Под ред. Д. В. Каретникова, Р. Я- Кучерова, И. С. Мо-
севицкого. М., Атомиздат, 1971, с. 186.
35. Филяид М. А., Семенова Е. И. Свойства редких элементов. Справочник.
М., «Металлургия», 1953, с. 454.
36. Савицкий Е. М. и др. Сплавы рения. М., «Наука», 1965, с. 19.
37. Самсоиов Г. В., Константинов В. И. Тантал и ниобий. М., Металлургиз-
дат, 1959, с. 108.
38. Пелецкий В. Э., Дружинин В. П. Экспериментальное исследование
удельного электросопротивления монокристаллического молибдена
в области высоких температур. — «Теплофизика высоких температур»,
1971, вып. 9, № 1, с. 85.
39. Быков В. Н. и др. Исследование диффузионного взаимодействия и ста-
бильности структуры катодных материалов. — Термоэмиссионное пре-
образование энергии. Сб. докл. сов. ученых на II Междунар. конф, по
термоэмиссионному преобразованию энергии. Стреза, Италия, 27—
—31 мая 1968. М., изд. ВНИИТ, 1969, с. 455.
40. Кедди Е. Оценка совместимости материалов термоэлектронного преоб-
разователя с цезием. — «Прямое преобразование тепловой энергии
в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд.
ВИНИТИ, 1965, вып. 2, с. 142.
41. Алексеев 3. М., Иванов П. С. Физико-химическое взаимодействие моно-
карбидов урана и циркония с тугоплавкими металлами. — В сб.: Физико-
химия сплавов и тугоплавких соединений с торием и ураном. Под ред.
О. С. Иванова. М., «Наука», 1968, с. 152.
42. Аллинсон Дж, Ривьер Дж. Кратковременная совместимость тугоплавких
металлов с делящимся катодным материалом UC—ZrC при высоких
температурах. — «Прямое преобразование тепловой энергии в элект-
рическую и топливные элементы». Информ, бюл. М., ВИНИТИ, 1966,
вып. 9, с. 99.
43. Янг Л., Гудзон Р. Перенос топлива и продуктов деления через вольфра-
мовые покрытия, полученные химическим осаждением из фторидов
вольфрама. — Термоэмиссиониое преобразование энергии. Пер. с англ.
Под ред. Д. В. Каретникова, P.J Я- Кучерова, И. С. Мосевицкого.
М., Атомиздат, 1971, с. 174.
44. Холланд Дж. и др. Реакторные и внереакторные ресурсные испытания
термоэмиссионных преобразователей. —Там же, с. 119.
232
45. Хоуфлер Г., Мейер Р., Горецки X. Влияние внедренных атомов кислорода
и углерода на работу выхода циркония. — «Прямое преобразование теп-
ловой энергии в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл.
М., изд. ВИНИТИ, 1970, вып. 12, с. 133.
46. Данилов Ю. И. Исследование контактного термического сопротивления
в элементах ТЭП цилиндрической геометрии. — Термоэмиссиоииое пре-
образование энергии. Сб. докл. сов. ученых на II Междунар. конф,
по термоэмиссионному преобразованию энергии. Стреза, Италия, 27—
31 мая 1968. М., изд. ВНИИТ, 1969, с. 413.
47. Патент ФРГ. Кл. 21д, 21/30 (21с) № 1242768. Заявл. 26.11.64. Опубл.
28.12.67.
48. Чиркин В. С. Теплофизические свойства материалов ядерной техники.
Справочник. М., Атомиздат, 1968, с. 484.
49. Гросс Ф., Цоллер Р. Исследование термоэмиссионного эмиттера с сердеч-
ником из двуокиси урана после облучения. — Термоэмиссионное пре-
образование энергии. Пер. с англ. Под ред. Д. В. Каретникова,
Р. Я. Кучерова, И. С. Мосевицкого. М., Атомиздат, 1971, с. 168.
ГЛАВА 9
МАТЕРИАЛЫ
КОЛЛЕКТОРНОГО УЗЛА
§ 9.1. УСЛОВИЯ РАБОТЫ И ТРЕБОВАНИЯ К МАТЕРИАЛАМ
Введение. Коллекторный узел термоэмиссионного преобразова-
теля обычно включает в себя коллектор и защитный чехол, герме-
тично отделяющий межэлектродную полость преобразователя от
внешней полости, которая может быть вакуумирована или запол-
нена газами и охлаждающими жидкостями. В электрогенерирую-
щем канале гирляндного типа коллектор изолирован от защитного
чехла слоем изоляции. В случае прочного диффузионного сцепления
между коллектором, изоляционным слоем и защитным чехлом об-
разуется коллекторная сборка (пакет). Непосредственно с кол-
лекторным узлом обычно соединен источник паров цезия (ампула
с жидким цезием или капсула с цезированным графитом), металло-
керамический узел и токоведущая шина.
Рабочие температуры. Рабочие температуры коллекторного
узла составляют обычно 700—1300° К. Температурный перепад
на изоляционном слое коллекторной сборки должен быть мини-
мальным для высокотемпературной сборки и может достигать для
низкотемпературной сборки 400° К в рабочих условиях. Если
теплосъем осуществляется низкотемпературным теплоносителем
(например, водой), то температура защитного охранного чехла уста-
навливается в пределах 400—600° К и до 1100° К в случае исполь-
зования высокотемпературного теплоносителя (например, жидкий
металл).
Окружающая среда. Коллектор, изоляционный слой и внут-
ренняя полость защитного чехла коллекторной сборки находятся
в контакте с межэлектродной средой ТЭП. Внешняя поверхность
коллекторной сборки может находиться в контакте с различными
газами или с теплоносителем.
Электрическая и тепловая нагрузка. Через коллектор и за-
щитный чехол могут проходить электрические токи до 500 а, при
этом тепловая нагрузка может достигать 200 втсм1. Коллектор
может находиться под электрическим потенциалом до нескольких
десятков вольт относительно защитного чехла. Материалы кол-
лекторного узла должны удовлетворять целому ряду требований,
для того чтобы обеспечить надежную и эффективную работу термо-
эмиссионного преобразователя.
234
Температура плавления. Температура плавления материалов
коллектора и защитного чехла должна быть не ниже 1300° Не-
минимально допустимая температура плавления материалов для
ампулы с парами цезия и токоведущих шин выбирается исходя
из максимально допустимых рабочих температур.
Эмиссионные свойства. Для достижения высоких значений
к. п. д. и электрической мощности материал коллектора должен
обеспечивать возможность получения минимальной работы выхода
коллектора (порядка 1,6 в) в рабочих условиях. Кроме того,
все материалы коллекторного узла не должны в рабочих условиях
выделять газы и другие компоненты или соединения, ухудшающие
эмиссионные свойства эмиттера и коллектора или способствующие
переносу массы материала эмиттера на коллектор. Эмиссионные
свойства материала коллектора в рабочих условиях не должны
изменяться в течение длительного времени.
Испаряемость. Испаряемость материалов коллекторного узла
при рабочих температурах должна быть по возможности ми-
нимальной (около 10~12 л/сек, давление пара порядка
10-8 мм рт. ст.). Общие требования по термохимической совмести-
мости аналогичны общим требованиям для материалов эмиттерного
узла, рассмотренным выше. Дополнительным требованием к мате-
риалам коллекторного узла является требование вакуумной плот-
ности.
§ 9.2. ВЫБОР МАТЕРИАЛОВ КОЛЛЕКТОРНОГО УЗЛА
Материалы коллектора. Результаты экспериментов показывают,
что в качестве материалов коллектора можно использовать: нержа-
веющую сталь, медь и медь, покрытую никелем [4, 5], молибден
|6, 7], ниобий |8] и сплав ниобия с 1% циркония [8], никель [9, 10],
а также рений [9]. Эксперименты показали, что лучший
материал коллектора при работе с рениевым эмиттером —рений.
Сравнение коллекторов из ниобия и молибдена показало, что работа
выхода коллектора из ниобия на 0,1 в выше, чем у коллектора из
молибдена. Коллекторы из сплава ниобия с 1% циркония более
стабильны в работе, чем молибденовые. Вероятно, ниобиевый сплав
обладает геттерирующим свойством, т. е. он способен поглощать
газы, отрицательно влияющие на стабильность работы ТЭП.
Из анализа экспериментальных данных можно заключить,
что если в ТЭП используется эмиттер, не подверженный массопере-
нссу вследствие кислородно-водородного цикла (рений, ниобий,
тантал), то в качестве материалов коллектора может быть исполь-
зован широкий круг конструкционных материалов, в том числе и
тугоплавкие металлы. Лучшими из них, по-видимому, являются
металлы с высокой работой выхода в вакууме (Ni, Re, Pd и др.).
Если в ТЭП применяется эмиттер, имеющий склонность к массопе-
реносу (вольфрам, молибден), то для обеспечения стабильной и дли-
тельной работы ТЭП в качестве материала коллектора используется
235
материал, обладающий геттерирующим свойством (ниобий и его
сплавы). При этом электрические характеристики ТЭП снижаются,
поскольку ниобий и его сплавы не обеспечивают получения мини-
мальной работы выхода коллектора в рабочих условиях. В работе
[11] для сохранения межэлектродного зазора при замыкании кол-
лектора с эмиттером на поверхность первого предложено наносить
слой испаряющегося при контакте материала (состав материала не
известен).
Материалы защитного чехла и изоляционного слоя. В качестве
материала защитного чехла могут использоваться различные метал-
лы и их сочетания, такие, как медь, нихром, нержавеющая сталь,
ниобий и т. п. В качестве материала для изоляционного слоя кол-
лекторной сборки цезиевого ТЭП обычно используют высокочистую,
свободную от примеси окиси кремния плавленую окись алюминия.
Коллекторная сборка, состоящая из трех плотносоединенных слоев:
ниобий — окись алюминия — ниобий имела после испытаний в те-
чение 5313 ч увеличение сопротивления с 33 ком до 1,68 Мом.
Специальный способ производства изоляционных многослой-
ных коллекторных сборок [2] с использованием слоев меди, нихрома
Х20Н80, ниобия и напыляемой окиси алюминия позволяет полу-
чать многослойные трубки общей толщиной 0,2—0,3 мм и толщиной
слоя окиси алюминия 0,15—0,2 мм. Такие коллекторные сборки име-
ли температурный перепад по толщине 0,7—16 см2 • град/вт, со-
противление 106 — 106 ом/см2 при температурах до 970° К и вы-
держивали в холодном состоянии напряжение 400 в. Выбор материа-
лов коллекторного узла должен производиться конкретно для
каждого ТЭП с учетом особенностей его конструкции и условий
работы. Свойства тугоплавких металлов, пригодных для изготов-
ления коллекторного узла, рассмотрены при выборе материалов
эмиттера в гл. 8. Свойства изоляционных материалов, применяемых
в коллекторных сборках рассмотрены в гл. 10.
§ 9.3. КОНСТРУКЦИОННЫЕ МАТЕРИАЛЫ
КОЛЛЕКТОРНОГО УЗЛА И ИХ СВОЙСТВА
Введение. Создание долговечных и надежных ТЭП возможно
при условии обеспечения остаточного давления газов в вакуумной
полости (особенно вредно сказывающихся на работе ТЭП) ниже
определенного допустимого уровня. Этот уровень может быть раз-
личным в зависимости от режима работы ТЭП, используемых мате-
риалов эмиттера и коллектора и химических свойств остаточных
газов. Однако этот уровень не должен, по-видимому, превышать
10-6 мм рт. ст. для кислорода (и других активных газов) и
0,1 мм рт. ст. для инертных газов. Для удовлетворения этого
требования материалы вакуумных оболочек ТЭП должны быть ваку-
умноплотными и коррозионно-стойкими. Ухудшение вакуума в ТЭП
может произойти в результате газовыделения деталей оболочек и
внутренних узлов. Поэтому применяемые для этих целей металлы и
236
сплавы должны содержать минимальное количество газов, способ-
ных диффундировать из толщи металла в вакуумную полость ТЭП.
Химический состав металлов и сплавов, применяемых в ТЭП,
должен удовлетворять определенным требованиям: не содержать
вредных летучих в вакууме примесей (Zn, Bi, Cd, Sb, Sn, Мп, P
и др.). При технологической обработке металлов с указанными при-
месями может произойти испарение этих примесей и образование
налетов на деталях вакуумной полости. При содержании в метал-
лах более 0,001 % примесей налеты на деталях становятся заметными.
В результате могут измениться работы выхода эмиттера и коллек-
тора, а также может уменьшиться электросопротивление изолято-
ров. Исходя из требований, предъявляемых к ТЭП по надежности и
долговечности их работы, содержание каждой из вредных летучих
примесей в применяемых для их изготовления металлах и сплавах
не должно превышать 10-4 вес. %, а содержание газов: водорода —
10~4 вес. %, кислорода — 103 — 10~4 вес. % и азота — 10~2 вес.%.
При значительном содержании окислов в металле (более 0,001
вес. %) образующиеся при восстановлении окислов пары воды соз-
дают внутри металла напряжения, в результате которых образуют-
ся волосяные трещины. Содержание углерода также должно быть
ограничено. Долговечность и надежность работы ТЭП во многом
зависит и от стабильности свойств материалов, из которых изготов-
лены его детали.
Вакуумная плотность металлов. Вакуумная плотность пред-
ставляет собой способность материалов препятствовать проникнове-
нию газов в вакуумную полость из окружающего пространства. Ма-
териалов с абсолютной вакуумной плотностью в природе не сущест-
вует. Любой материал пропускает некоторые газы. В зависимости от
условий (температуры, толщины стенки, перепада давления и.т. д.)
один и тот же материал в одном случае будет вакуумноплотным,
а в другом — нет. Низкоуглеродистая сталь, монель-металл и дру-
гие металлы обычной выплавки по своей вакуумной плотности не
пригодны для изготовления деталей ТЭП, ограждающих вакуумную
полость при остаточном давлении в вакуумной полости 10~в —
10-7 тор*.
Наиболее вероятный путь проникновения газов через оболоч-
ки — дефекты: микротрещины и волосовины, а также сообщающие-
ся с атмосферой поры и раковины. Образование дефектов в метал-
ле связано в первую очередь с условиями их выплавки и кристалли-
зации. Еще более тонким дефектом металла являются межкристал-
литные пленки, располагающиеся по границам зерен. Эти пленки
состоят в основном из оксидных, сульфидных, фосфидных и других
неметаллических включений. Состояние границ зерен, как извест-
но, оказывает большое влияние не только на физико-механические
и другие свойства металла, но и на его вакуумную плотность, по-
скольку по ним, вероятнее всего, и происходит диффузия газов
* 1 тор равен 1 мм рт. ст.
237
в металлах. Поэтому чем меньше примесей в металлах, тем тоньше
межкристаллитные пленки и тем прочнее связи между отдельными
кристаллами.
Все металлы в той или иной степени способны растворять в себе
газы, которые с понижением температуры расплава могут выделять-
ся в виде пузырьков, что приводит к образованию раковин и пор.
При горячей прокатке металлов поры частично завариваются, а
часть их вытягивается в волосовины, наличие которых в деталях ТЭП
приводит к ухудшению вакуума в ТЭП. Ухудшение вакуума может
происходить также в результате диффузии газов (особенно водорода)
из окружающего полость пространства непосредственно через метал-
лическую оболочку.
Некоторые сведения о вакуумной плавке металлов. Жесткие
требования, предъявляемые к химическому составу металлов и их
качеству, удается удовлетворить только благодаря применению ва-
куумной плавки при производстве таких материалов, как алюми-
ний, медь, никель, нержавеющие и жаропрочные стали [12, 13].
Наличие вакуума над расплавом позволяет проводить плавку без
защитных флюсов, значительно уменьшает содержание неметалли-
ческих и металлических примесей в расплаве. Основное количество
высокореактивных элементов (Al, Ti, Zr, Mg, Si, Мп и т. д.) при
вакуумной плавке используют для придания сплаву определенных
физико-химических свойств, в то время как при плавке в открытой
печи значительная часть высокореактивных элементов расходуется
на образование окисных и нитридных соединений, не растворимых
в основном металле. Наличие вакуума над расплавом снижает так-
же концентрацию газов при плавке. В процессе удаления кислорода
(или любого другого газа, вступающего в химическую реакцию с ме-
таллом) вакуум играет важную роль, позволяя понизить парциаль-
ное давление кислорода над расплавом до значений, меньших упру-
гости диссоциации данного окисла (или соединения), и тем самым
прекратить процесс его образования. Таким образом, с помощью
вакуума можно добиться раскисления металла и очищения его ст
вредных примесей.
Для иллюстрации в табл. 9. 1 приведено содержание газов в ни-
келевых слитках, выплавленных в вакууме [12]. Эти данные говорят
Содержание газов в никелевых слитках, выплавленных Таблица 9.1
в вакууме
Состав сплава, вес. % Общее коли- чество газов, выделившихся из 100 г металла, мл Содержание газа, вес. %
02 н, n2
Ni+0,08 Mg 1,9 0,00030 0,00016
Ni + 0,11 Zr 2,25 0,00057 0,00008 0,0012
Ni+0,4 Ti 1,66 0,00060 0,00007 0,0006
Ni 4-0,14 Al 2,13 0,00052 0,00011 0,0005
238
о том, что металлы, полученные вакуумной плавкой, удовлетворяют
предъявляемым к ним требованиям по содержанию газовых приме-
сей и пригодны для использования в ТЭП.
Еще меньшее содержание газов в металлах достигается при ис-
пользовании электронно-лучевой и зонной плавок, которые особенно
широко применяются для вакуумной плавки тугоплавких металлов.
Медь и ее сплавы
Медь. В производстве электровакуумных приборов приме-
няется медь различных марок (МО, Ml, М2, М3, МБ, МВ, МВК),
которые отличаются количеством содержащихся примесей и физико-
механическими свойствами. В цезиевых ТЭП могут применяться
только специальные марки меди: МБ, МВ и МВК. Если содержание
кислорода в меди более 0,001 вес. %, то при нагреве в среде водорода
медь становится хрупкой и теряет присущую ей вакуумную плот-
ность. Количество содержащегося кислорода в меди — важнейший
критерий пригодности ее для изготовления коллекторов ТЭП.
Химический состав различных марок меди
Таблица 9.2
Марка меди Медь, пс менее, вес. % Содержание газов, вес % Другие примеси, не более, вес. %
кислород водород
МО 99,95 0,02 — Fe. Pb, S, Zn — 0,005 каждый Ni, Sn, Bi, Sb, As — 0,002 каждый
Ml 99,90 0,05 — Всего — 0,05
М3 99,5 0,1 — Sb, As, Fe, Pb, Sn- О. 05 каждый Ni—0,2; S —0,01; Bi- О. 003
МБ (ЦМТУ-3302—53) 99,978 5-10~4 1,1-ю-4 Fe, Pb—0,005 каждый Ni, Sn, Bi, Sb, As, S— 0,002 каждый
МВ (ТУ-ЦМО-29 — 64) 99,980 5-10-1 8- IO”5 Fe —0,001; Pb, S, Zn- О.001 каждый; Sn— 0,005, Ni—0,0007. Остальное — следы
МЭ (ТУ-ЦМО-31- 65) 99.99 1 -10-1 1 10-5 Fe —0,007; Ni, Pb- О.0007. Остальное пе обнаружено
ЕТРС (США) 99,998 4- 10-5— 1- 10~' — Сумма остальных при- месей— 0,002
В табл. 9.2 приведен химический состав некоторых марок меди,
из которого видно, что наименьшее количество газовых примесей
содержат медь МЭ электронно-лучевого переплава чистотой
99,99 вес. % и медь ЕТРС (США) чистотой 99,998 вес. % [13].
239
Основные физико-механические свойства чистой меди приведе-
ны в табл. 9.3 и 9.4, а более подробно даны в работе [13]. Теплофи-
зические, электрические и другие свойства приведены в табл. 1 —4
приложения 4.
Механические свойства меди в большой степени зависят от содер-
жащихся в ней примесей. Примеси Zn, Sb, Sn, As, Fe, Ni и др.
образуют с медью твердые растворы, их присутствие в малых коли-
чествах практического влияния на ее свойства не оказывает. Такие
примеси, как Pb, Be и др., образующие легкоплавкие эвтектики,
резко снижают механические свойства меди при температурах
выше 770° К.
Важнейшими недостатками меди марок МБ, МВ и МВК являются:
малая механическая прочность и твердость после отжига при темпе-
ратурах выше 870° К, большой коэффициент термического рас-
ширения.
Медные сплавы повышенной прочности.
Сплав МТЦ-1 содержит 0,25 вес. % Zr и 0,25 вес. % Та, остальное —
медь; сплав МТЦ2 — 0,25 вес. % Zr, 1 вес. % Та; сплав МТЦЗ —
0,5 вес. % Zr и 0,5 вес. % Та.
Сплавы системы медь — цирконий — тантал являются вакуум-
ноплотными материалами, обладающими высокими пластическими и
технологическими свойствами. Физико-механические свойства спла-
вов в сравнении с медью и другими сплавами приведены в табл. 9.3.
Физико-механические свойства медных сплавов
Т а б л и ц а 9.3
Марка сплава, материал Твердость В ЛИТОМ СОСТОЯНИИ, кГ/мм* Предел прочности при растяжении ag, кГ/мм.2 Относительное удлинение б при 293°К, % Электропро- водность по отношению к электропро- водности ЧИС той меди при 293°К, %
293°К 870°К
МБ 38—40 22 4,35 100
Си+ 0,25% Zr 40 22—24 8,00 — 92—93
Си + 0,5% Zr 40—42 25—26 8,5—9,0 — 90-91
МЦТ1 40—42 24—25 13—14 40—42 92
МЦТ2 42-43 28—30 15—16 40—42 90
Присадка к меди 0,5 вес. % тантала и 0,5 вес. % циркония уве-
личивает предел прочности меди при растяжении в случае 870° К
с 4,35 до 15—16 кГ/мм2, т. е. почти в четыре раза, при этом электро-
проводность снижается примерно на 10%. Присадка к меди тантала
значительно больше упрочняет медь, чем равноценные присадки цир-
кония, при этом электропроводность сплава, содержащего тантал,
также на 4—5% выше, чем у сплава с 1,5 вес. % циркония.
Для изготовления втулок, штуцеров, токовводов, наконечников
и других деталей электровакуумных приборов, от материалов ко-
торых не требуется высокой тепло-и электропроводности, широко
240
применяются мельхиор (МН-19) и константан (МН-45) — сплавы
меди с никелем.
В табл. 9.4 представлены некоторые физико-механические свой-
ства мельхиора и константана. Эти сплавы хорошо поддаются пайке
и различного рода сваркам, обеспечивая получение вакуумноплот-
ных швов.
Физико-механические свойства медноникелевых сплавов Таблица 9.4
Сплав Температу- ра плавле- ния, °к Температура рекристалли- зации, °к Предел проч- ности а при 293°К, кГ/мм* Относитель- ное удлине- ние 6, % Твердость Н& (отож- женного) Теплопровод- ность при 293°К, вт/(М’град) Удельное электросо- противление, 10-6 ом-м
МН-45 (45 вес. % Ni-f-Co; Си—остальное) 1220— 1290 820—920 40—50 38—50 75— 100 22,82 0,48—0,5
МН-19 (18—20 вес. % Ni; Си—остальное) обыч- ной плавки ИЗО— 1190 770—870 33—34 40-41 70 31,4 0,2776
МН-19 вакуумной плавки ИЗО— 1190 870 29—30 43—44 — 34 0,2590
Кроме этих сплавов для деталей электровакуумных приборов
используют вакуумноплотные сплавы меди с присадками никеля и
кремния (сплав МН К) и сплавы меди с присадками железа (М)К-3).
Некоторые сведения об этих сплавах даны в работе [13].
Влияние нейтронного облучения. При раз-
мещении ТЭП в реакторе детали, изготовленные из меди, под дей-
ствием нейтронного облучения увеличивают свою прочность и сни-
жают пластичность при температурах до 473° К.
В табл. 9.5 приведены данные по влиянию нейтронного облуче-
ния на механические свойства меди [14].
Никель и его сплавы
Никель. В ТЭП никель и его сплавы используются в ка-
честве материалов коллекторов. Чистый никель обладает некоторы-
ми недостатками, затрудняющими, а в отдельных случаях исклю-
чающими его применение. В частности, никель обладает повышен-
ной испаряемостью [15], незначительной теплопроводностью,
низким пределом текучести, малой формоустойчивостью при по-
вышенной температуре, сравнительно большим сечением поглоще-
ния тепловых нейтронов и т. п.
Электролитический никель, содержащий минимальное коли-
чество примесей, используется для выплавки никеля и его сплавов
специального назначения. Полуфабрикаты из никеля, изготовлен
241
Влияние нейтронного облучения па механические свойства конструкционных материалов Таблица 9.5
Материал (интегральный поток) Температура, °К Предел текучести, кГ/мм2 Предел прочности, кГ/ммг Удлинение, %
до облучения после облу- чения до облучения после облу- чения до облучения после облу- чения
Медь 2нЗ 5,9 21,3 19,5 24,10 42,2 27,5
(ф=5.)019 нейтрон/см2) 473 5,59 16,23 15,80 16,88 30,9 15,9
Никель 293 25,4 43,2 41,2 44,2 34,4 23,4
(Ф = 5Л019 нейтрон!см2) 473 23,5 37,8 35,8 41,2 27,0 18,5
Х18Н9Т 353 24 44 66 74 65 55
(Ф>4,4-1018 нейтрон/смг) 573 26 42 71 73 64 50
873 32 27 76 76 62 70
Сплав Zr—Та 0,5% 353 21 49 32 51 34 И
(Ф = 1020 —1019 нейтрон/см2) 573 28 44 38 49 35 18
ные по обычной технологии (плавкой на воздухе), содержат боль-
шое количество (более 15) различных примесей, отрицательно влия-
ющих на его качество. Переплав никеля и его сплавов в вакуумных
индукционных печах (или электронно-лучевых) с остаточным дав-
лением не более 103 тор позволяет полностью избавиться от ме-
ханических дефектов, а также резко сократить содержание многих
вредных примесей.
Теплсфизическпе, электрические и другие свойства чистого
никеля приведены в табл. 1—4 приложения 4; более подробные све-
дения по физико-механическим свойствам никеля НВ и НЭ (ваку-
умной и электронно-лучевой плавок) даны в работе [13].
Никелевые сплавы повышенной прочно-
сти. Присадкой металлов с высокой температурой плавления
(W, Мо, Та, Re) можно улучшить механические свойства никеля
при повышенных температурах без заметного снижения его обра-
батываемости и пластичности. Применяют также дисперсионное
упрочнение никеля, вводя в него окислы металла в количестве 0,05—
20 вес. %. Например, дисперсионное упрочнение никеля окисью
тория дает сплав, по своим свойствам не уступающий лучшим ле-
гированным сплавам никеля и вместе с тем обладающий высокой
электропроводностью.
Влияние нейтронного облучения на механические свойства ни-
келя при интегральном потоке 5 • 1019 нейтрон!см2 и температурах
293 и 473° К показано в табл. 5.
В работе [16] указано, что сплавы НР6-ВП (6 вес. % Re),
НР10-ВП (10 вес. % Re) обладают высокими механическими свойст-
вами при рабочих температурах до 1270 К и высокой формоустой-
чивостью (предел прочности сплава НР10-ВП превышает предел
прочности сплава НИВО-3 при 1270° К на 40%).
Нержавеющие стали. В настоящее время у нас и за рубежом вы-
пускается более 70 различных марок нержавеющих сталей, которые
можно разбить на три группы.
1-я группа — нержавеющие стали мартенситные, упроч-
няющиеся закалкой, как обычные стали. Эти стали содержат 12—
16 вес. % хрома и 0,1—0,4 вес. % углерода. Они обладают не толь-
ко хорошим сопротивлением окислению после закалки, но одновре-
менно и высокими механическими свойствами.
2-я г р у п п а — нержавеющие стали ферритные содержат 16—
30 вес. % хрома, имеют стабильную структуру при нагревании (не
закаливаются) и высокую стойкость против окисления, но механи-
ческие свойства этих сталей менее благоприятны, чем сталей первой
группы.
3-я г р у п п а — нержавеющие стали аустенитные, содержащие
12—30 вес. % хрома и 7—20 вес. % никеля. Эти стали сохраняют
свою структуру при нагревании и не упрочняются при закалке.
К указанной группе сталей относятся стали типа 18-8 (18 вес. % Сг
и 8 вес. % Ni), а также стали со смешанной ферритно-аустенитной
структурой.
243
Коррозионная стойкость. Коррозионная стойкость
нержавеющих сталей и сплавов объясняется явлением пассивно-
сти металлов. Предполагается, что в результате действия кислорода
на поверхности нержавеющих сталей и сплавов образуется невиди-
мая пленка толщиной в несколько атомных слоев, которая способ-
ствует достаточно полной изоляции поверхности металла от кор-
розионной среды, в результате чего металл приобретает высокую
коррозионную стойкость. Сопротивление нержавеющих сталей кор-
розии обусловлено главным образом присутствием хрома и некото-
рых других элементов (кремния, алюминия, титана, ниобия и т. д.).
Сталь, содержащая менее 12 вес. % хрома, имеет отрицательный
электродный потенциал и не является коррозионно-стойкой [17].
Коррозионную стойкость чаще всего определяют по потере массы
образца на единицу поверхности в единицу времени и оценивают
по пятибалльной или десятибалльной шкале. Скорость коррозии
П можно рассчитать по потере веса:
118,76 /г/у, мм/год,
где k — потеря масса, г/(м2 • ч); у—плотность сплава, г/см3.
Хромистые стали ферритного класса с 16—30 вес. % хрома
склонны к межкристаллитной коррозии в результате перегрева
(более 1250° К) и быстрого охлаждения. Аналогичные условия мо-
гут быть при сварке. Поэтому зона, непосредственно прилегаю-
щая к металлу шва, у таких сталей быстро разрушается под воздей-
ствием межкристаллитной коррозии.
В качестве мер защиты от межкристаллитной коррозии хроми-
стых сталей в ряде работ рекомендуется введение в сталь сильных
карбидообразующих элементов (титана, ниобия, тантала и др.),
которые устраняют образование мартенсита и сталь переходит из
полуферритной в ферритную. Содержание титана в стали в этом слу-
чае должно превышать содержание углерода не менее чем в шесть
раз.
Химический состав и свойства хромони-
келевых аустенитных сталей. Из нескольких де-
сятков марок сталей этого класса в электровакуумном производстве
нашли широкое применение лишь три марки: 000Х18Н12,
ОХ18Н12Т и Х18Н10Т, из которых изготовляются самые раз-
личные детали (штоки, оболочки, держатели и т. д.). Устойчивость
аустенитной структуры хромоникелевых сталей определяется со-
держанием хрома и никеля. При содержании 18 вес. % хрома и
более 12 вес. % никеля эти стали имеют совершенно стабильный
аустенит. При содержании 18 вес. % хрома и 8—10 вес. % никеля
аустенит неустойчив. Охлаждение до минусовых температур или
пластическая деформация могут вызвать образование мартенсита
fa'-фаза). Применяя стали марки Х18Н10Т-В, надо помнить об
этом, так как в приборах некоторых типов это обстоятельство может
привести к серьезным неприятностям.
244
Химический состав хромоникелевых сталей
Таблица 9.6
Марка стали Состав, вес. % Примечания
с Si Мп Сг Ni
000Х18Н12 <. 0,025 0,4 0,4 17-19 11,5—13
0Х18Н12Т <0,08 0,8 1—2 17—19 11 — 13 Ti^5, С<0,7
Х18Н10Т <0,12 <0,8 1—2 17—19 9—11 То же
Характеристика хромоникелевых сталей Значение
Температура плавления (зависит от содержания уг- 1673—1703
лерода), °К
Плотность, г/см3 7,930±0,02
Электросопротивление р, 10-8 ом-м:
при 290°К 71
при 870°К -НО
при 1270°К -132
Теплопроводность, вт/(м-град):
при 373°К 16,37
при 773°К 21,40
Удельная теплоемкость, кал)(г.град) 0,012
Коэффициент линейного расширения а, 10_( 1 град"1:
0—573° К 17,8
0 — 923° К 18,7
В табл. 9.6 приведен химический состав некоторых марок хро-
моникелевых сталей, которые можно использовать в конструкциях
отдельных узлов ТЭП [17].
Ниже приведены теплофизические свойства хромоникелевых
сталей типа 18-8.
Механические свойства стали 1Х18Н9Т при повышенных тем-
пературах приведены в табл. 9.7. Изменения механических свойств
этой стали под воздействием различных факторов (температуры тер-
мической обработки) и механические свойства других марок сталей
более подробно описаны в работе [17].
Механические свойства стали 1Х18Н9Т
Таблица 9.7
Состояние материала Темпера- Е °0,2 1 ф
тура, ° К кГ /мм2 %
Прутки, закаленные (на- грев до 1323°К — охлажде- 293 18800 62 28 41 63
573 16200 46 20 31 65
ние в воде или на воздухе) 873 14000 40 18 25 61
1073 9100 18 10 35 69
Нержавеющая сталь обладает хорошей стойкостью в цезии.
Однако повышенную коррозионную стойкость этой стали можно при-
дать лишь после закалки: нагрева до 1270—1420° К и охлаждения
в воде или в другой среде, обеспечивающей быстрое охлаждение.
245
Процесс межкристаллитной коррозии в аустенитных сталях воз-
никает лишь после нагрева этих сталей (после закалки) в области
температур 773—973° К, т. е. как раз в той области, в которой могут
длительно работать оболочки, коллекторы и ампулы генераторов
паров цезия (цезированный графит) в ТЭП. В ряде работ утверж-
дается, что полный иммунитет против межкристаллитной коррозии
сталь может получить при снижении содержания углерода до
0,02 вес. %, т. е. даже сталь марки 000Х18Н12-В, содержащая до
0,03 вес. % углерода, может быть подвержена межкристаллитной
коррозии. Введение в сталь карбидообразующих элементов, в част-
ности титана, не защищает ее от межкристаллитной коррозии. По-
видимому, в ТЭП стали типа 18-8 следует применять для деталей,
работающих при температурах менее 670 К (наружные оболочки,
охлаждаемые низкотемпературными теплоносителями, ампулы
с жидким цезием и т. п.).
§ 9.4. МАТЕРИАЛЫ ГЕТТЕРОВ
Выходные характеристики термоэмиссионного преобразователя
и особенно ресурс его работы сильно зависят от состава газов в меж-
электродном пространстве ТЭП. Небольшие количества кислорода
повышают мощность ТЭП. Однако присутствие в ТЭП значитель-
ных количеств кислорода, особенно вместе с водородом, приводит
к массоперепссу молибдена и вольфрама с эмиттера на коллектор.
Массопереисс заключается в том, что образующиеся при нали-
чии кислорода летучие окислы вольфрама и молибдена испаряются
с эмиттера и осаждаются на коллекторе, где затем они восстанав-
ливаются водородом до чистого металла, а образующиеся при этом
пары воды реагируют с эмиттером с образованием окислов вольфра-
ма или молибдена и водорода. Процесс повторяется многократно
до тех пор, пока один из газов — кислород или водород — не будет
выведен из реакции. Для связывания выделяющихся газов во внут-
реннем объеме ТЭП размещаются газопоглотители — геттеры, т. е.
вещества, способные связывать выделяющиеся газы посредством
физико-химического взаимодействия с ними. Если геттеры связы-
вают выделяющийся водород, то присутствие одного кислорода не
вызывает интенсивного массопереноса вольфрама или молибдена.
Качество геттеров оценивается несколькими параметрами, та-
кими как: 1) скорость поглощения газов; 2) емкость геттера, т. е.
его способность связывать определенные количества газов; 3) из-
бирательная сорбционная способность геттера, т. е. степень актив-
ности геттера к различным газам. Не существует геттеров, одина-
ково поглощающих при данных условиях все газы, поэтому при-
меняют несколько типов геттеров или один и тот же геттер ставят
в различные температурные условия; 4) влагоустойчивость и хими-
ческая устойчивость. Химически устойчивый геттер не ухудшает
заметно своих свойств в процессе сборки ТЭП; 5) допустимый диа-
пазон температурной обработки. Геттер не должен распыляться при
246
операциях обезгаживания деталей ТЭП, и в то же время температу-
ра его активировки, т. е. предварительной очистки поверхности гет-
тера и удаления из него газов, не должна быть чрезмерно высокой,
чтобы не произошло деформации деталей; 6) предельный вакуум,
обеспечиваемый геттером. Минимальное давление над геттером опре-
деляется прочностью связи газов с геттером, т. е. упругостью дис-
социации их соединений. Для различных газов это давление не
одинаково.
Кроме того, геттеры, применяемые в ТЭП, не должны реагиро-
вать с парами цезия, а их собственные пары не должны ухудшать
выходные характеристики ТЭП. В качестве геттеров обычно исполь-
зуют активные металлы, такие, как Nb, Ti, Zr, Ba, Th, а также спла-
вы Zr — Al, Zr — Al — Ni, Zr — Ti и др. Механизм поглощения
газов геттерами заключается в том, что химически активные газы
либо образуют с геттерами химические соединения: окислы, нит-
риды, гидриды, либо растворяются в объеме геттера. При неболь-
ших температурах взаимодействие газа ограничивается реакциями
на поверхности.
В области высоких температур, границы которой различны для
разных геттеров, скорость поглощения определяется скоростью
диффузии газа в массу геттера. Образующиеся на поверхности гет-
тера плотные окисные пленки сильно замедляют скорость поглоще-
ния, так как они тормозят как дальнейшее окисление, так и раство-
рение газов в толще геттера.
Геттер, подвергающийся действию кислорода или влаги, теряет
активность, поэтому при откачке ТЭП режим обработки надо выби-
рать таким, чтобы геттер не подвергался действию активных газов.
Кроме того, для эффективной работы геттера проводится его акти-
вировка во время откачки ТЭП. При температуре активировки 700—
1000° С поверхностные окислы растворяются в объеме металла и
поверхность очищается. Если процесс активировки не приводится,
то сорбционная емкость геттера сильно уменьшается, а в некоторых
случаях геттер сам превращается в источник длительного и обиль-
ного газовыделения. Очевидно, в ТЭП нельзя применять распы-
ляемые бариевые геттеры.
В ТЭП применяются нераспыляемые геттеры из Ti, Zr и сплавов
Ti — Zr, Zr — Al. Нераспыляемые геттеры могут применяться
в компактном виде: проволока, пластины, таблетки, но наиболее
перспективными геттерами для ТЭП являются нераспыляемые по-
ристые геттеры, спрессованные из порошка титана или из смеси
порошков титана, циркония и алюминия. Истинная поверхность
пористых геттеров превосходит геометрическую приблизитель-
но в 300 раз, что обеспечивает высокую скорость поглоще-
ния [18].
Сорбционная емкость геттера для какого-либо газа сильно за-
висит от температуры. Для различных газов эти температуры силь-
но различаются. Нижняя граница рабочей температуры геттера
определяется его способностью поглощать и удерживать водород.
247
Верхняя граница определяется возгонкой геттера или диссоциацией
продуктов реакции (не считая гидридов металлов).
Цирконий начинает поглощать водород при 300° С, и максималь-
ная скорость достигается при 350—400° С, а после 500° С начинает
снова выделять водород. Поглощение кислорода, азота, углекисло-
го газа становится заметным при 400° С, с повышением температуры
скорость поглощения возрастает.
Титан при температуре более 700° С хорошо поглощает кисло-
род, азот, водяной пар, углекислый газ. Водород поглощается ти-
таном при температурах от комнатной до 400° С лучше всего в ин-
тервале 100—300° С. При нагреве выше 400° С начинается выделение
водорода, другие газы не выделяются даже при нагреве до высоких
температур.
Условия работы титановых и циркониевых геттеров Таблица 9.8
Геттер Рекомендуемая температура геттера, °C
Н, О, N, со, со2 н»о
Титановый <275 250 550 • 500 500
Циркониевый 400 >250 5 600 > 550 >200-250
Рекомендуемые температуры для поглощения различных газов
титановым и циркониевым геттерами приведены в табл. 9.8.
Геттеры из сплавов нескольких металлов могут поглощать газы
в более широком интервале температур, чем каждый геттер в от-
дельности. Сплав из 87,5 ат. % Zr и 12,5 ат. % Ti при 365° С пог-
лощает кислород примерно в 1000 раз быстрее, чем Ti и в 100 раз бы-
стрее, чем Zr. Сплав из 75 ат. % Zr и 25 ат. % Ti сорбирует одновре-
менно водород и кислород, наиболее быстрая сорбция воздуха осу-
ществляется при применении сплава Zr — Ti, содержащего от 50
до 63 ат. % Zr [20].
Эффективным поглотителем является сплав циаль, содержащий
84 вес. % Zr и 16 вес. % А1. Циаль хорошо поглощает и удерживает
все газы в диапазоне температур 400—600° С. Скорость поглощения
азота циалем в несколько десятков раз превышает скорость погло-
щения азота чистым цирконием [18].
Скорость поглощения S, см3/(сек-см2), и емкость Таблица 9.9
Q, л-мтор/см2, геттера St-101 (циаль) при различных температурах
Темпера- тура» °C н2 n2 со О,
S Q S Q S Q S Q
25 430 30 190 540
100 620 55 50 и 195 47 850 65
200 900 88 80 44 260 124 1350 72
400 2110 500 260 220 1600 550 2820 665
248
В табл. 9.9 приведены скорость сорбции S и емкость Q геттера из
циаля при различных температурах. Емкость приведена при умень-
шении скорости сорбции до величины 0,1 от первоначальной.
По данным, приведенным в работе [18], начальная скорость сорб-
ции отечественных пористых титановых и титанциркониевых гет-
теров составляет 1000—1300 см3/(сек см2) для СО и СО2 и 1800—
2000 см3'(сек • см2) для Н2. Емкость для СО и СО2 при комнатной
температуре равна 10 л • мтор/г, а для Н2 — 100 л мтор'г.
Скорость сорбции и емкость отечественных иерасиы- Таблица 9.10
ляемых геттеров
Состтв газопогтотителя, вес. % Начальная скорость сорбции, см3/(сек-см2)
20° С 200° С 400° С 600° с
Ti прессованный 170 260 290 330
Ti 80 —Zr 20 160 190 260 310
Ti 60—Zr 30—Al 10 240 290 350 390
Ti 60—Zr 30-W 10 180 230 280 330
Циаль (Zr 84 — Al 16) 310 320 340 350
Продолжение
Конечная скорость сорбции, см3/(сек-см2) Сорбционная емкость, 10“ 6 л-мм рт. ст./мг
20° С 200° С 400° С 600° с 20° С 200° С 400° С 600° с
10 18 28 35 0,5 1,8 1,0 1,4
10 22 30 35 0,48 0,8 0,99 1,3
37 48 64 72 1,0 1,3 1,6 1,9
28 32 40 53 0,7 0,9 1,0 1,4
37 57 65 75 1,0 1,5 1,7 1,8
В табл. 9.10 приведены данные по скорости сорбции и сорбцион-
ной емкости отечественных нераспыляемых геттеров [21]. Геттеры
имели форму колец с наружным диаметром 12,8 мм, высотой 13 мм,
толщиной стенки 0,45 мм и общей геометрической поверхностью
около 10 см2. Обезгаживание геттеров проводилось при 350, а акти-
вация при 850—900° С в течение 20 мин. Поглощение исследовалось
при давлении в системе 10~6 мм рт. ст.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Респет Д. Вопросы создания ядерных термоэлектронных энергетических
установок. — «Прямое преобразование тепловой энергии в электри-
ческую и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1965,
вып. 2, с. 135.
2. Пиз М., Шернер Г., Штэле Г. Технология изготовления изоляционных
многослойных коллекторных трубок. — Термоэмиссионное преобра-
зование ' энергии. Пер. с англ. Под ред. Д. В. Каретникова,
Р. Я. Кучерова, И. С. Мосевицкого. М., Атомиздат, 1971, вып. 3, с. 191.
249
3. Аркин Э. С. А. и др. Термическое сопротивление многослойных цилинд-
рических элементов термоэмиссионных преобразователей. — Термо-
эмиссионное преобразование энергии. Сб. докл. сов. ученых на II Меж-
дунар. конф, по термоэмисснонному преобразованию энергии. Стреза,
Италия, 27 .31 мая 1968. М., изд. ВНИИТ, 1969, с. 427—438.
4. Викс К-, Данлин Р., Гингрич Дж. Экспериментальная оптимизация тер-
моэмнссионного преобразователя с парами цезня н с металлическими
катодами. — Термоэмиссионное преобразование энергии. Пер. с англ,
Под ред. В. Н. Артамкина и Б. А. Ушакова. Т. 2. М., Атомиздат, 1965,
с. 3.
5. Стил X., Жиллет Р. Переход к дуговому режиму и его влияние на харак-
теристики преобразователя. — Там же, с. 136.
6. Вильсон В., Лауренс Дж. Эксперименты с цезиевым термоэмиссионным
преобразователем с плоскопараллельными электродами. — Там же,
с. 18.
7. Разор Н., Хатсопулос Г., Китрилакис С. Термоэмиссионный преобразо-
ватель с парами цезия. — Там же, с. 189.
8. Семстед Г., Кейз Дж., Данко Дж. Устройство, ресурсные испытания и
последующий анализ цилиндрического ТЭП с высокой удельной мощ-
ностью. — «Прямое преобразование тепловой энергии в электрическую
и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1971, вып. 8,
с. 91.
9. Shefsiek Р. К., Angello J. Р. Test results from ап improved flamefi-
red thermionic diode. IEEE Conf. Record of Thermionic Conversion
Specialist Conference, Carmel, California, Oct. 21—23, 1969.
10. Чей Дж., Мессик К- Испытание электрически нагруженной изолиру-
ющей оболочки на термическую стабильность. — «Прямое преобразова-
ние тепловой энергии в электрическую и топливные элементы». Информ,
бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1971, вып. 7, с. 125.
11. Устройство для сохранения зазора между эмиттером и коллектором.
Патент Франции. Кл. HOlj, № 1469028. Заявл. 14.12.65. Опубл.2.01.67.
Приоритет ФРГ от 22.12.64.
12. Матвеев Ю. А., Эйльман Л. С. Никель и его сплавы вакуумной плавки.
М., «Металлургия», 1969, с. 37.
13. Гладков А. С. и др. Металлы и сплавы для электровакуумных приборов.
М., «Энергия», 1969, с. 109, 130, 247.
14. Чиркин В. С. Теплофнзическне свойства материалов ядерной техники.
Справочник. М., Атомиздат, 1968, с. 152, 178.
15. Справочник химика. Т. 1, М.—Л., «Химия», 1966, с. 594—599.
16. Иосиф Н. А. и др. Разработка и испытание новых сплавов особой чисто-
ты в производстве кернов катодов электровакуумных приборов. — Тр. II
науч.-техн. конф, по вакуумплавленым металлам и сплавам. М., изд.
ЦНИИТЭИН, 1967, с. 138.
17. Химушин Ф. Ф. Нержавеющие стали. М., Металлургиздат, 1963, с. 292,
484, 501.
18. Черепнин Н. В. Вакуумные свойства материалов для электронных при-
боров. М., «Советское радио», 1966, с. 304.
19. Тугоплавкие материалы в машиностроении. Справочник. М., «Машино-
строение», 1967, с. 7, 23.
20. Дэшман С. Научные основы вакуумной техники. Пер. с англ. М., «Мир»,
1964, с. 565.
21. Попов В. А. Исследование свойств нераспыляемых газопоглотителей. —
«Электронная техника», 1970, сер. I, вып. 7, с. 21.
ГЛАВА 10
ИЗОЛЯЦИОННЫЕ МАТЕРИАЛЫ
МЕТАЛЛОКЕРАМИЧЕСКОГО
И КОЛЛЕКТОРНОГО УЗЛОВ
§ 10.1. УСЛОВИЯ РАБОТЫ ИЗОЛЯЦИОННЫХ МАТЕРИАЛОВ
В термоэмиссионных преобразователях изоляционные материа-
лы выполняют следующие основные функции: изолируют коллек-
тор от эмиттера; изолируют отдельные преобразователи от токо-
проводящих элементов конструкции при соединении их в электри-
ческую цепь; обеспечивают требуемый зазор между коллектором и
эмиттером.
Конструктивно изоляционные материалы применяются как сос-
тавная часть металлокерамических вакуумноплотных узлов в виде
дистанционаторов, керамических покрытий и слоев в коллекторных
пакетах.
Металлокерамические вакуумноплотные узлы (МКУ) в одно-
элементном ТЭП изолируют эмиттерный узел от коллекторного и
одновременно являются частью оболочки ТЭП..В многоэлементиых
ТЭП МКУ служат для изоляции токоввода эмиттера от токоввода
коллектора. МКУ состоит из керамической трубки или шайбы, к ко-
торой с двух сторон припаяны металлические манжеты, служащие
для соединения МКУ с эмиттерным или коллекторным узлами. Для
обеспечения необходимого зазора между коллектором и эмиттером
используются дистанционаторы в виде керамических шайб (звездо-
чек), шариков или стерженьков, помещаемых между коллектором
и эмиттером. Для изоляции коллекторов ТЭП от жидкометалличе-
ского теплоносителя используются керамические покрытия, наноси-
мые с помощью плазменного напыления или другим способом.
Коллекторный пакет такого ТЭП представляет собой много-
слойную трубку, состоящую из внутренней и наружной металли-
ческих труб с прослойкой изоляционного материала между ними.
Условия работы изоляционных материалов в ТЭП очень тяжелые.
Рабочие температуры центрирующих (дистанционирующих) элемен-
тов ТЭП находятся в диапазоне от 1700 до 2300° К, МКУ — в диа-
пазоне от 700 до 1800° К. В процессе работы ТЭП центрирующие
элементы постоянно находятся в контакте с тугоплавким материалом
эмиттера (W, Re, Мо и др.) и материалом коллектора (Ni, Си, Nb,
Мо и др.).
Центрирующие элементы и внутренняя поверхность МКУ на-
ходятся в вакууме — давление не более 10~5 тор. Центрирующие
элементы и внутреняя поверхность МКУ подвергаются воздействию
251
агрессивных паров цезия при давлении до 10 тор. Все изоляцион-
ные материалы ТЭП в реакторе подвергаются воздействию интен-
сивного нейтронного и у-излучения.
МКУ могут в принципе испытывать нагрузки до 50 g. В процессе
работы изоляционные материалы подвергаются многократным тер-
мическим ударам, что приводит к термическим напряжениям. Осо-
бенно большие термические напряжения могут возникать в МКУ,
состоящих из металлических и керамических материалов с различ-
ными коэффициентами термического расширения и испытывающих
воздействие значительных тепловых потоков. Ресурс работы изо-
ляционных материалов может составлять более 10 000 ч.
§ 10.2. ТРЕБОВАНИЯ К ИЗОЛЯЦИОННЫМ МАТЕРИАЛАМ
Для надежной работы ТЭП в течение всего ресурса работы изо-
ляционные материалы должны удовлетворять ряду требований.
Все спаи и другие неразборные соединения изоляционных ма-
териалов с металлами должны быть согласованы по коэффициенту
термического расширения и оставаться вакуумноплотными (для
соединений, отделяющих полость межэлектродного пространства)
в течение заданной длительности работы.
Изоляционные материалы, а также припой и металлические ман-
жеты МКУ не должны реагировать с парами цезия и другими воз-
можными компонентами межэлектродной среды при рабочих тем-
пературах ТЭП.
Центрирующие элементы не должны реагировать с тугоплавки-
ми металлами эмиттерного и коллекторного узлов при рабочих
температурах.
Изоляционные материалы, а также припои МКУ должны иметь
давление насыщенных паров не более 10'8 тор при рабочих тем-
пературах.
Изоляционные материалы, а также припой и манжеты МКУ не
должны существенно изменять свои механические и изоляционные
свойства под действием облучения.
Изоляционные материалы, используемые в МКУ и коллектор-
ных пакетах, должны быть вакуумноплотными, обладать высоким
электросопротивлением (около 105 — 10е ом), высокой электри-
ческой прочностью и термостойкостью. Кроме того, в ТЭП косми-
ческого назначения эти изоляционные слои должны обладать высо-
кой теплопроводностью и иметь удельное тепловое сопротивление
менее 1 град • см'2/вт [1].
Все изоляционные материалы, контактирующие с межэлектрод-
ной средой, не должны разлагаться с выделением соединений, ухуд-
шающих работу термоэмисснонного преобразователя, и должны
обеспечить безотказную работу ТЭП в течение нескольких тысяч
часов.
252
§ 10.3. СВОЙСТВА ИЗОЛЯЦИОННЫХ МАТЕРИАЛОВ (КЕРАМИКИ)
Физические свойства. В табл. 10.1 приведены температура плав-
ления и теоретические плотности различных чистых окислов [2].
Переход у-А12О3 в более устойчивую а-А12О3 происходит в интервале
температур 1000—1500° К в зависимости от продолжительности
выдержки и размера кристаллов. Моноклинная двуокись циркония
переходит в тетрагональную при 1300° К- При этом объем окисла
изменяется на 9%, что приводит к растрескиванию изделий из ZrO2.
Для сохранения неизменной структуры ZrO2 во всем интервале
температур вводят стабилизирующие добавки СаО, У2О3 и MgO,
благодаря которым ZrO2 сохраняет кубическую форму в интервале
температур от комнатной до температуры плавления. Теоретиче-
ская плотность и температура плавления стабилизированной ZrO2
зависят от вида и количества применяемого стабилизатора. Напри-
мер, при 7, 5 и 3 вес. % СаО плотность соответственно равна 5,5;
5,75 и 5,9 г, см3, а температура плавления при 7 и 5 вес. % СаО равна
2770 и 2870° К соответственно.
Физические свойства чистых окислов Таблица 10.1
Материал Формула Кристаллическая структур а Теоретическая плотность, г/см3 Температура плавления, °К
Окись алюминия Окись бериллия .Окись магния Окись циркония Т-А12О3 а-А1.,О3 Веб MgO ZrO, Кубическая Гексагональная Гексагональная Кубическая Моноклинная Тетрагональная Кубическая 3,65 3,98±0,02 3,008 3,574-3,58 5,56 6,10 2273 ±28 2823 ±22 3099 ±22 3038±83
Стойкость в парах цезия. Длительная работоспособность кера-
мики в ТЭП, заполненном парами цезия, в первую очередь зависит
от ее стойкости по отношению к цезию, которая, в свою очередь,
определяется химическим составом керамики. Компактные образцы,
изготовленные из окислов А12О3, ВеО, ThO2 и У2О3 высокой чис-
тоты (менее 0,1 вес. % примесей), выдерживались в течение 300 ч
при давлении паров цезия 4 тор и температуре 187321 К. Микро-
структурный и химический анализ не показали никакого взаимодей-
ствия Образцове парами цезия. Однако цезий, содержащий примеси
кальция в количестве 0,01 вес. %, реагирует с AI2О3 при температуре
1670° К 12].
При изготовлении высокоглиноземистой керамики для МКУ
для снижения температуры спекания керамики и перевода ее в стек-
ловидную фазу при температуре ниже температуры плавления
основной окиси А12О3, к ней добавляют присадки других окислов:
SiO2, МпО, Сг2О3, MgO. Большее количество стеклсфазы в кера-
мике необходимо иметь для получения надежной металлизации ке-
253-
Химический состав керамических материалов Таблица 10.
на основе Л12Оа
Материал Расчетный химический состав, вес. %
А!гО, SiO2 Сг2О3 МпО MgO | y2o3
22ХС 94,4 2,76 0,49 2,35
Пол и кор 99,7 — — — 0,3 —
Лукалокс 99,7 — — — 0,3 —
А1-12 99,9 — — — 0,1 —
А1-13 98,0 — — — .— 2
А1-14 99,5 — — — — 0,5
Е-37 99,7 — — — 0,25 —
рамики, без чего нельзя надежно спаять керамику с металлическими
манжетами. Типичные химические составы керамик, применяемых
при изготовлении МКУ, приведены в табл. 10.2 по данным работ
[2-5].
Термодинамический расчет показывает,что при 770° К и давле-
нии цезия 4 тор цезий может восстанавливать следующие окислы:
В2О3, SiO2, Сг2О3, МпО, FeO, NiO. Из них в промышленных кера-
миках в качестве примесей наиболее часто встречаются SiO2, МпО,
Сг2О3. Испытания промышленных керамик в парах цезия показали,
что керамики, содержащие SiO2 и МпО, взаимодействуют с парами
цезия, причем с увеличением содержания SiO2 стойкость керамики
уменьшается. В окиси алюминия максимально допустимые содержа-
ния примеси равны: 0,01 вес. % кремния, 0,0025 вес. % бария,
0,05 вес. % хрома, 0,005 вес. % железа. Керамические материалы
на основе А12О3 с примесью MgO типа Лукалокс и Е-37 не обнару-
жили заметного взаимодействия с парами цезия в случае давления
1 тор при испытании в течение 1076 ч при температуре керамики
1073° К [4].
Эффективной добавкой к А12О3, способствующей образованию
стеклофазы, является окись иттрия Y 2О3 в количестве 0,5—2 вес. %.
Керамика из А12О3 с примесью Y2O3 была испытана в парах цезия
и показала хорошую стойкость до температур 1773° К. Добавка
Y2O8 к керамике на основе А1,О3 способствует также лучшей пайке
керамики с тугоплавкими металлами [6].
Совместимость керамик с тугоплавкими металлами. Центри-
рующие керамические элементы, находящиеся в контакте с мате-
риалом эмиттера при температурах 1770—2270° К, не должны реа-
гировать с материалом, так как это может привести к металлизации
керамики и замыканию электродов или же к ухудшению эмиссион-
ных свойств эмиттера.
Химическая стабильность системы металл — окись обеспечи-
вается в том случае, если свободная энергия образования данной
окиси более отрицательна, чем свободная энергия образования
какой-либо твердой окиси данного металла. При образовании лету-
254
чих окислов металла совместимость не нарушается, если система
изотермическая и замкнутая. В открытой системе или при наличии
температурного градиента выход летучих продуктов реакции уве-
личивается с увеличением температуры. В большинстве случаев
система тугоплавкий металл — окись открытая, так как соприка-
сающиеся поверхности металла и окиси контактируют не плотно,
предоставляя возможность выхода летучим продуктам. Таким обра-
зом, один из главных процессов в подобных реакциях — диффузия
летучих продуктов из объема. Кинетика реакции металл — окись
определяется растворимостью кислорода в металле и коэффициентом
его диффузии.
В табл. 10.3 приведены расчетные температуры, при которых
достигаются различные давления продуктов взаимодействия туго-
плавких металлов с MgO и ZrO2 [7].
Расчетные температуры, °К, при которых достигаются Таблица 10.3
различные давления, тор, продуктов взаимодействия
Система io -7 10~5 10-3 io-1 101 IO3
MgO—Мо 1473 1513 1763 2083 2503 3000
MgO —Nb C 1473 < 1473 1473 1523 1933 2703
MgO —Та < 1473 <1473 < 1473 1583 2003 2603
MgO-w < 1473 1510 1793 2123 2573 3103
ZrO2 —Mo, W 1963 2213 2473 2853 3000 - 3000
ZrO2 —Ta 1773 1933 2153 2443 2883 >3000
В табл. 10.4 и на рис. 10.1 приведены данные по совместимости
окислов с тугоплавкими металлами и с парами цезия. Температуры,
заключенные в скобки, являются оценочными наивысшими темпера-
турами, при которых можно утверждать об отсутствии реакции ме-
талл — окись в твердой фазе. Значения, не поставленные в скоб-
ки, — экспериментальные [2].
Совместимость изоляционных материалов е нарами Таблица 10.4
цезия и тугоплавкими металлами при высоких температурах, °К
Материал Cs (4 мм pm. cm.) w Mo Re Nb Та
A12O3 1873 2323 (Тпл)* 1873 (7п л) (Тпл) 873 (1273) 873 (1273)
BeO 1873 2243 (2373) 1873 (Тпл) 2753 (Тпл) (1273) (1273)
ThO2 1873 2548 (Тпл) 1873 (Тпл) (Тпл) (1473) (1473)
y203 1873 2273 2273 (Тпл) 2273 (ТПЛ) 1473 1473
ZrO2 (Tn л) (Т’пл) (Тпл) (1473) (1473)
* Гпл —температура плавления наиболее легкоплавкого компонента из двух мате-
риалов.
255-
Из приведенных данных можно сделать вывод, что верхние
пределы температуры по совместимости окислов с вольфрамом, мо-
либденом, рением и парами цезия намного выше, чем температуры,
допустимые по испаряемости тех же окислов. Вольфрам обладает
наименьшей способностью к взаимодействию с окислами в вакууме
при высоких температурах. Тантал и молибден реагируют с окисью
циркония, окисью тория и окисью алюминия при температурах
выше 1570° К. В частности, установлено, что реакция между А12О3
(сапфир) и молибденом при 1620° К носит явно выраженный харак-
тер и происходит в течение довольно короткого времени (100 ч)
AL2O3 ВеО MgO Zr02 ThO2
Начало взаимодействия
6 вакууме, К
гг7\Характер взаимодействия
1/1ХГ в гелии при 1870° К
Характер взаимодействия
в гелии при 2070°К
1ет взаимодействия
Слабое взаимодействие
Сильное взаимодействие
Рис. 10.1. Взаимодействие высокотемпературных окислов с тугоплав-
кими металлами.
с переходом окиси алюминия в окись молибдена и испарением ме-
таллического алюминия. В присутствии цезия реакция уско-
ряется [8].
Теплофизические свойства. Надежность керамических изделий
и металлокерамических узлов в значительной степени определяется
такими свойствами керамики, как коэффициент термического рас-
ширения, теплопроводность и теплоемкость. Уровень термомеха-
нических напряжений, возникающих в МКУ в процессе пайки и
Зависимость коэффициента термического расширения Таблица 10.5
чистых окислов от температуры, 10“? град~1
Материал 298 — 473 °К 298 — 673 °К 298- 873 °К 298 — 1073 298 — 1273 °К 298 — 1473 °К 298- 1673 °К
69 75 80 82,5 84 87 89
ВеО 57 66,7 73 80 87 96 104
ThO2 71,5 79 82,7 87 89,2 92 94,7
Y2O3 69 73,4 77 79 81 82 83,8
ZrO, (с 15 74,3 80 83,3 88 93,2 99,8 107
вес. % Y2O3) MgO 150 140 136 138 140 146 153
256
Зависимость коэффициента теплопроводности керамике- Таблица 10.6
ских материалов и чпетых окислов от температуры, втЦм-град)
Материал Температура, °К
373 473 673 873 1073 1273 1473 1873
22ХС 14,6 13,0 10 7,95 7,1
Поликор 23 18,8 15,5 9,6 8,35 — — —
А12О3 29,1 — 12,8 — 7 6,4 6,4 7,56
ВеО 220 — 93 — 27 20,3 17,2 15,1 при 1700°
MgO (пори- стость 2,8 -т- 8,1%) 36 — 16,3 — 8,15 7 6,4 6,6
ZrO2 1,92 — 2,04 — 2,15 2,21 2,21 2,27
ThO2 10,2 — 6 — 3,41 3,06 2,63 2,45
Y,O3 10,5 — 5,35 3,5 при 650 ° К 3,02 при 870 “К — 2,68 при 1095 “К —
эксплуатации при повышенных температурах определяется коэф-
фициентом термического расширения. Определяющее значение на
коэффициент термического расширения керамических материалов
оказывает коэффициент термического расширения основного ком-
понента, если его содержится более 95 вес. %, поэтому можно поль-
зоваться значениями этого коэффициента, соответствующими чис-
тым окислам (табл. 10.5).
Коэффициент теплопроводности керамического материала зави-
сит от способа изготовления последнего, его пористости, наличия
примесей и т. д. Коэффициенты теплопроводности для чистых окис-
лов и некоторых отечественных керамик при различных температу-
рах приведены в табл. 10.6 по данным работ [1, 3]. В табл. 10.7 при-
ведены значения удельной теплоемкости для керамических мате-
риалов на основе чистых окислов [3].
Механические свойства. Основные физико-механические свой-
ства керамических материалов — прочность при изгибе, растяже-
нии и сжатии, модуль упругости и коэффициент Пуассона. Из-за
Зависимость удельной теплоемкости чистых окислов Таблица 10.7
от температуры, кдж/{кг-град)
Материал Температура, °К
373 673 1073 1273 1473 1673 1873
0,85 1,045 1,17 1,255 . 1,305
ВеО 1,25 — — 2,08 при 1173 °К — — —
MgO 1,0 — 1,08 при 773 ° К 1,15 при 1173 °К — 1,2 при 1573 °К 1,23 при 2073 °К
ZrO2 0,502 — 0,573 при 873 ° К — 0,657 — 0,733
9 Зак, 667 257
Предел прочности при изгибе материалов иа основе Таблица 10.8
А1а03 при различных температурах, кГ/ммг
Материал Температура, °К
293 533 813 1088 1368 1643
А12О3 (поли- кристалличес- кая) Е-37 14,1— —26,5 53 13,9—26 13,2— —25,4 13—24 7,8—17,0 2,0—7,0
поликристаллического, а часто и многофазного строения керами-
ческих материалов на их механические характеристики сильное
влияние оказывают и такие факторы, как пористость, размер зерна,
количество стеклофазы и т. д. Поэтому прочностные характеристики
керамических материалов следует рассматривать как статистически
наиболее вероятные для данных условий. Добавки других окислов
к А12О3, как правило, уменьшают ее прочность, особенно при по-
вышенных температурах. Окись магния отличается от остальных
окисных добавок тем, что увеличивает прочность керамики на ос-
нове А12О3 вследствие уменьшения размера зерна керамики. Так,
в керамике Е-37 размер зерна не превышает 10 мкм.
В мелкозернистой керамике уменьшаются термомеханические
напряжения, которые особенно велики при пайке МКУ- Термоме-
ханический эффект в керамике из А12О3 обусловлен тем, что зерна
ее расширяются анизотропно по различным кристаллическим
осям и чем меньше площадь контакта зерен, тем меньше возникаю-
щие напряжения. Поэтому при изготовлении МКУ часто исполь-
зуется высокоглиноземистая мелкозернистая керамика с присадкой
MgO (Е-37), размер зерна которой менее 10 мкм.
Значения предела прочности при изгибе для образцов из поли-
кристаллической окиси алюминия с плотностью 90—96% теорети-
ческой и чистотой 99—99,9% при различных температурах, а также
значения предела прочности на изгиб для высокоглиноземистой
керамики Е-37 приведены в табл. 10.8 [1].
Пределы прочности при изгибе монокристаллической А12О3
колеблются в широких пределах от 1760 до 10 900 кПсм2. Для кера-
Предел прочности при растяжении для керамик Т аблнца 10.9
из чистых окислов при различных температурах, кГ/мм2
Материал Температура, ° К
293 473 673 873 1073 1273 1473 1673
26,5 26 25 24 23,8 23,6 13,4 2
ВеО 13 11,4 9,4 8,1 6,1 4,0 1,6 —
MgO 10,2 10,2 10,6 11,0 10,2 8,6 5,7 2
ZrO2 14,1 13,1 12,1 11,6 11,0 10,2 8,2 4,9
258
Предел прочности при сжатии для керамических Таблица 10.10
материалов при различных температурах, кГ/ммг
Материал Температура, °К
293 473 673 873 1073 1273 1473 1673
А12О3 300 190 140 135 130 85 47 18
ZrO2 210 180 165 155 140 155 78 15
MgO 140 140 145 150 145 125 — —
ВеО 80 65 50 37 33 25 20 7
Е-37 440 — — — — — — —
мики из окиси бериллия (ВеО — 99 вес. %, MgO — 1 вес. %) пре-
дел прочности при изгибе при Т = 293° К равен 2460—2600 кГ1см2.
Стабилизированная двуокись циркония имеет при Т = 293° К
предел прочности при изгибе равный 1830 кГ/см1 [1]. Для предела
прочности при растяжении наблюдается еще больший разброс,
чем при изгибе.
Средние значения предела прочности при растяжении для кера-
мик из чистых окислов приведены в табл. 10.9 [3]. Значения предела
прочности при сжатии у керамических материалов очень высоки,
поэтому желательно, чтобы в изделиях, содержащих керамику,
она находилась в сжатом состоянии. В табл. 10.10 приведены сред-
ние значения предела прочности при сжатии керамических мате-
риалов на основе чистых окислов при различных температурах [3].
В любом металлокерамическом спае под действием термомехани-
ческих напряжений в керамике имеет место упругая деформация.
Поэтому существенное значение имеет модуль упругости, который
для различных керамических материалов колеблется в больших
пределах и зависит от химического состава, температуры, пористо-
сти и т. д.
Температурная зависимость модуля упругости керамических
материалов на основе чистых окислов приведена в табл. 10.11 [3].
Керамические материалы мало деформируются под нагрузкой,
поэтому значения коэффициента Пуассона лежат в узких пределах
0,2—0,25.
Более подробные сведения о свойствах керамических материалов
на основе чистых окислов приведены в работе [1]. Облучение по-
Модуль упругости окислов при различных темпера- Таблица 10.11
турах, 101 кГ/мм*
Материал Температура, °К
293 473 673 873 1073 1273 1473 1673
А12О3 3,8 3,8 3,7 3,6 3,4 3,2 2,7 2,0
ВеО 3,1 3,0 3,0 2,9 2,8 2,2 1,4 —
MgO 2,2 2,2 2,0 2,0 1,9 1,5 0,9 —
ZrO2 1,8 1,5 1,3 1,25 1,2 1,2 1,1 0,8
9‘
259
Удельное электрическое сопротивление керамических Таблица 10.12
материалов, ом-м
Материал Температура, °К
473 673 873 1073 1273 1473 1 673 1873
3,2-Ю13 3-101’ 1-10’ 3-105 2-Ю4 2-Ю2
ВеО — — 9-10’ 3-107 1-10® 6-10* 5-103 3,5-102
MgO — — — — ЫО5 5-Ю4 5-Ю2 50
ZrO2 — 104 — 1-102 10 5 0,7 0,1
Е-37 101г — 101° — 105 — — —
током нейтронов влияет на механические свойства изоляционных
материалов. При облучении ВеО интегральным потоком тепловых
нейтронов 1,5 • 1020 нейтрон/см2 при 773—923° К происходит
разбухание окиси бериллия. Первоначально наблюдается разру-
шение структуры по граням зерен, что является следствием ани-

зотропности линейного рас-
ширения материала, а также
появления гелия в решетке.
Разрушение усиливается с
увеличением дозы нейтронов
и уменьшается с повышением
температуры.
Например, при облуче-
нии окиси бериллия при
773—873° К разбухание в
три раза меньше, чем при
облучении при 350—373° К
[9]. При повышенных темпера-
Ряс. 10.2. Зависимость удельного электриче-
ского сопротивления окиси бериллия в парах
цезия от температуры.
при одной и той же дозе нейтронов
турах возникающие при облучении напряжения частично снимаются
в результате высокотемпературного отжига.
Изучение образцов из лукалокса после длительного облучения
не показало заметных изменений размеров по всем координатным
осям, поэтому керамика из окиси алюминия считается наилучшим
материалом для изготовления металлокерамических узлов, рабо-
тающих в условиях облучения [2]. Однако, по некоторым данным
[4], у чистой окиси алюминия в парах цезия при высокой темпе-
ратуре снижается сопротивление растягивающим усилиям и этот
эффект особенно возрастает под действием высоких доз облучения.
Электропроводность. Электрическое сопротивление всех кера-
мических материалов с повышением температуры снижается. Удель-
ное сопротивление керамических материалов на основе чистых
окислов при различных температурах приведено в табл. 10.12 [3].
Двуокись циркония ZrO2 при высоких температурах превра-
щается в полупроводник и не может служить изолятором. Керамики
на основе А12О3 и ВеО можно использовать в качестве изоляцион-
ных материалов вплоть до температур 1773—1873° К.
260
По данным работы [10] удельное объемное сопротивление ВеО
в парах цезия на три-четыре порядка ниже, чем в вакууме. Измере-
ния проводились при температурах 800—1100° К, а давление паров
цезия изменялось в диапазоне 10-1 — 7 тор. Зависимость удель-
ного электрического сопротивления ВеО в парах цезия показана
на рис. 10.2 [10]. Повышение давления паров цезия от 10-1 тор
до 7 тор при постоянной температуре образца снижает сопротив-
ление примерно на порядок. За время выдержки образца в течение
20 ч при температуре 1070° К и давлении паров цезия 7 тор сопро-
тивление не изменилось. Уменьшение сопротивления ВеО в парах
цезия объясняется проникновением цезия в поры керамики, что
вызывает уменьшение ее эффективной толщины.
Испытания образцов из А12О3 в реакторе при температурах
1070—1270° К показали, что проводимость исследуемых образцов
не изменилась по сравнению с проводимостью, измеренной вне реак-
тора. Интегральный поток тепловых нейтронов через образец был
равен 1021 нейтрон/см2 [2].
Вакуумные свойства. Изделия из керамики являются или частью
оболочки ТЭП (металлокерамические узлы), или расположены
внутри ТЭП (центрирующие элементы), поэтому представляют инте-
рес данные по газовыделению керамик и их газопроницаемости.
Основная причина газовыделения керамических материалов —
десорбция газов, поглощенных при изготовлении керамики и дав-
ление паров окислов. Газовыделение зависит от состояния поверх-
ности, газонасыщенности приповерхностных (в пределах до 20 мкм)
слоев керамики и равно 0,5—4,0 мкм • тор • л'см2.
Сведения по давлению паров и скорости испарения промышлен-
ных марок керамических материалов отсутствуют, поэтому судить
об их поведении при повышенных температурах можно только по
данным для соответствующих чистых окислов. Скорости испарения
и давления паров для А12О3, MgO и ВеО при различных температу-
рах даны в табл. 10.13 [3].
Давление паров и скорость испарения А1.?О3, MgO и Таблица 10.13
ВеО при различных температурах
Темпера- тура, °к Давление пара, тор Скорость испарения, г/ (см^-сек)
А1,О, MgO ВеО А1 гО3 MgO ВеО
1500 1800 1900 2000 2100 2200 2300 1,72-10~7 1,085-IO-6 5,69-10-® 2,54-10-s 9,94-10-s 3,44- IO"4 8,26-10-® 2,95-10-1 2,76- 10-в 1,74-10-6 8,9.10-6 4,08-10-4 2,4-10-9 1,47-10-8 7,52-10-8 3,27-10-’ 1,25-10-е 4,24-IO"6 0,48-10-9 (при 1600»К) 31-Ю-9 17-10-8 93,3-10-8 1,8- IO-8 1,11-10-’ 0,55-IO-6 2,49-10-®
261
Газопроницаемость керамических материалов на основе А12О3
и ВеО в основном определяется их плотностью. При пористости
3—5% они практически непроницаемы для кислорода, азота, аргона,
гелия и других газов до температур 1700—1800° К. Увеличение
пористости до 7—10% для чистой окиси алюминия сопровождается
повышением газопроницаемости с ростом температуры, хотя при
температурах до 1700° К она остается практически газоплотной для
азота и воздуха [3].
На основании рассмотрения свойств керамических материалов,
изготовленных из чистых окислов и их смесей, можно сделать вывод,
что керамика на основе окислов А12О3 и ВеО обладает комплексом
свойств, отвечающих основным требованиям, предъявляемым к изо-
ляторам ТЭП: высокими изоляционными свойствами в условиях
работы ТЭП, удовлетворительной стойкостью в парах цезия и вы-
сокой прочностью при высоких температурах. Технология изготов-
ления деталей из А12О3 и ВеО хорошо отработана, поэтому в ТЭП
применяются в основном керамические изделия из А12О3 с неболь-
шими добавками MgO или У2О3 или изделия из чистой ВеО.
По мнению некоторых авторов [10], перспективными изолирую-
щими материалами являются керметы на основе окислов А12О3,
ВеО и тугоплавких металлов. Керметы обладают высокими термо-
механическими свойствами, лучшей упругостью и теплопроводно-
стью по сравнению с керамикой. Керметы могут быть двух видов:
1) керметы на базе А12О3 или ВеО, содержащие до 45 вес. %
добавки тугоплавких металлов,равномерно распределенных в кера-
мической матрице.
2) многослойные системы керметов, где слои из чистых кера-
мик ВеО, А12О3 толщиной 100 мкм чередуются с металлическими
или керметными слоями, сделанными из гомогенных керметов той
же толщины. В таких системах можно постепенно перейти от чисто
керамического слоя к чисто металлическому — через керметные
слои с различным содержанием металла.
При изготовлении керметов использовались порошки ВеО и
А12О3 повышенной чистоты (ВеО — сумма примесей менее 0,1 вес. %,
А12О3 — все примеси около 5 • 10-4 вес. %). Для получения
изделий с максимальной плотностью и прочностью использовались
порошки высокой дисперсности: ВеО с размером зерна 1—5 мкм,
А12О3— 1—5 мкм, Мо — 2,8 мкм, Nb — 5,6 мкм. Шихтовой
состав и некоторые свойства керметов приведены в табл. 10.14.
При изготовлении керметов равномерное распределение добавок
металла в порошках ВеО и А12О3 достигалось посредством мокрого
помола шихты в планетарных мельницах в среде этилового спирта.
Образцы из керметов изготавливались по технологии, разработан-
ной для ВеО и А12О3. Исследования проводимости керметов в ваку-
уме (10~5 тор) в интервале температур 473—1773° К показали,
что введение 23 вес. % Мо в ВеО увеличивает проводимость послед-
ней примерно на порядок при температурах до 1000° К и на 1,5—2
порядка при температурах выше 1000° К. Повышение содержания
262
Рис. 10.3. Зависимость коэффициента линейного расшире-
ния и коэффициента теплопроводности керметов на основе
окиси бериллия от температуры.
£ И С' Зав»с»««сть коэффициента линейного расширения
и коэффициента теплопроводности керметов на основе окисв
алюминия от температуры.
Состав керметов и их свойства
Материал Окисел Металл Объемное отношение, % Весовое отношение.
Окисел Металл Окисел Металл
А А12О3 100 100
АМ-10 А12О, Мо 95,7 4,3 90 10
АМ-30 А12О3 Мо 85,3 14,7 70 30
АМ-40 А12О3 Мо 78,0 22,0 60 40
АМ-55 А12О3 Мо 66,8 33,2 45 55
Б ВеО — 100 .—. 100
БН-23 ВеО Nb 90,2 9,8 77 23
БН-30 ВеО Nb 86,6 13,4 70 30
БН-46 ВеО Nb 76,3 23,7 54 46
БМ-23 ВеО Мо 92 8 77 23
БМ-38 ВеО Мо 84,5 15,5 62 38
БМ-47 ВеО Мо 79,0 21,0 53 47
БМ-56 ВеО Мо 72,0 28,0 44 56
Мо до 47 вес. % дает небольшое увеличение проводимости по срав-
нению с ВеО с 23 вес. % Мо. Кермет А12О3 + 30 вес. % Мо дает
значение проводимости, лежащее в интервале между проводимостью
ВеО и проводимостью кермета ВеО + Мо.
Термическое расширение керметов определяется свойствами и
количественным соотношением компонентов. Характер температур-
ной зависимости термического расширения и теплопроводности кер-
метов очень близок к температурной зависимости теплового расши-
рения керамической основы (рис. 10.3 и 10.4). Эффект повышения
теплопроводности заметно проявляется для кермета на основе
А12О3. Введение добавки Мо в А12О3 в количестве 30 вес. % повы-
шает коэффициент теплопроводности на 70% по сравнению с чис-
той А12О3. Для керметов на основе ВеО повышение теплопроводно-
сти менее значительно.
Керметы на основе ВеО и А12О3 с добавкой Мо имеют высокое
значение прочности при сжатии (см. табл. 10.14). Увеличение
прочности керметов объясняется мелкокристаллической структурой
керамической основы, которая достигается введением Мо, огра-
ничивающего рост зерен ВеО и А12О3. По характеру строения микро-
структуры гомогенные керметы принадлежат к материалам с непре-
рывным окисным каркасом, поэтому основные свойства керметов
определяются свойствами керамической фазы. Металлическая
фаза находится в виде отдельных изолированных включений.
Образцы керметов на основе ВеО и А12О3 с добавкой Мо в коли-
честве 30 и 40 вес. % были испытаны в парах цезия при температуре
973° К в течение 1000 ч. Внешний вид образцов остался без измене-
ний. Металлографическое исследование также не обнаружило взаи-
модействия керметов с парами цезия, что было подтверждено дан-
ными рентгеноструктурного анализа.
264
Таблица 10.14
Спеченные образцы
Плот- ность, г/см3 Открытая пористость, % Размер зерна, мкм Прочность на сжатие, кГ/смг Прочность прн изгибе, кГ/см*
4,0 <0,1 30
4,25 - 0,1 7 — —
4,89 0,1 4- 0,2 11 35540 2845
5,26 <0,1 6 40875 3435
5,99 0,8 — — —
3,01 <0,1 35 — —
3,5 0,5 11,0 12440 2800
3,71 0,8 10,6 16390 3200
4,23 0,9 11,4 15330 3600
3,46 0,5 6,0 22875 3500
4,10 0,9 5,5 19843 4410
4,5 0,8 5,0 17951 4320
4,9 1,1 3,6 16855 4626
§ 10.4. МЕТАЛЛИЗАЦИЯ КЕРАМИКИ
При изготовлении металлокерамических узлов для соединения
керамических деталей с металлическими с помощью пайки в боль-
шинстве случаев производится предварительная металлизация части
поверхности керамики металлом, совместимым как с керамикой, так
и с припоем.
Наиболее распространенный процесс при изготовлении МКУ
в электровакуумной технике — металлизация с помощью молибден-
марганцевого процесса. При этом способе вначале из смеси порош-
ков молибдена и марганца и связки приготавливается паста, которая
затем наносится на поверхность керамики с помощью кисточки или
опрыскивания из пульверизатора. В табл. 10.15 приведен состав
металлизационной пасты [3]. Для приготовления паст используют
молибденовый порошок марок ЦМТУ 4787—57, МЧТУ 13-2-204,
93ТУ159 и металлический марганец ГОСТ 6008-51 марки МРО или
МРОО.
Вжигание паст в керамику производится в атмосфере водорода
при температурах 1773—1923° К. После вжигания пасты, для
того чтобы припой смачивал металлизированную керамику, на
первый металлизированный слой с помощью гальванического осаж-
дения наносится второй слой из никеля толщиной 3—5 мкм. Такой
процесс металлизации обеспечивает получение металлического по-
крытия на керамике, пригодного для пайки припоями, имеющими
температуру плавления около 1270° К, т. е. сплавами серебра
с медью.
При рабочих температурах МКУ выше 1270° К потребовалась
разработка новых металлизационных покрытий. В качестве метал-
лизационного материала для пайки высокотемпературными при-
265
Состав металлизациониых наст для намазки Таблица 10.15
и опрыскивания
Компоненты пасты Единица измерения Состав пасты
для намазки ДЛЯ опрыскивания
Молибде н г 240 240
Марганец г 60 60
Связка* см3 90 300
Амилацетат см3 60 —.
Ацетон см3 — 120
* Раствор коллоксилина в амилацетате.
поями используют вольфрам, так как он имеет более высокую тем-
пературу рекристаллизации, чем молибден, и при его использо-
вании следует ожидать меньший рост зерна, чем в случае молиб-
дена.
Наиболее удовлетворительные покрытия получаются при нане-
сении его кисточкой на вращающуюся деталь. Толщина покрытия
должна быть около 0,013 мм. Используется суспензия, состоящая
из 83 об. % воды и 17 об. % порошка металлического вольфрама.
Может использоваться также окись вольфрама, но она дает боль-
шое изменение объема при восстановлении окиси водородом, в ре-
зультате чего покрытие часто трескается и шелушится. Независимо от
состава смеси, используемой для получения покрытия, керамика
после нанесения покрытия отжигается в атмосфере влажного водо-
рода при 1923° К в течение 30 мин [6]. Покрытие из вольфрама хо-
рошо вжигается в высокоглиноземистую керамику с примесью Y2O3,
но, как уже упоминалось, присадка Y 2О3 снижает механические
свойства керамики из-за увеличения зерна. Для того чтобы избе-
жать ухудшения механических свойств и в то же время обеспечить
хорошее вжигание металлизационного слоя, в некоторых случаях
активатор металлизации Y2O3 не вводится в керамику, а добав-
ляется к металлизационной эмульсии [5]. В качестве керамики ис-
пользуется высокопрочная мелкозернистая глиноземистая кера-
мика Е-37.
Прочность сцепления металлизированного покрытия Таблица 10.16
в зависимости от температуры вжпгаиия*
Темпер атура вжигания, ®К Время вжигания, мин Сила сцепления, кГ/мм*
1973 20 8,4
2173 10 13,4
2173 20 13,5
2273 10 15,7
• Металлизатор: W + 2 вес.% Y2O3.
Атмосфера: влажный N, 4*2 0 об.% Н2.
266
Качество металлизации, зависящее от величины зерна вольфра-
ма, выше для мелкозернистого порошка с размером зерна от 0,1
до 1,0 мкм. К вольфрамовому порошку добавляется 2 вес. % У2О3.
Смесь перемешивают в шаровой мельнице в среде изоамилацетата
в течение 250 ч.
Вжигание пасты в керамику производилось в атмосфере влаж-
ной смеси азота с 20 об. % Н2 с точкой росы 29Г К. Прочность сцеп-
ления увеличивается с увеличением температуры вжигания, как
можно видеть из табл. 10.16 [5].
Керамика Е-37 без ухудшения свойств выдерживает нагрев до
2200° К, поэтому вжигание проводится при температуре 2173° К.
§ 10.5. КОНСТРУКЦИОННЫЕ МАТЕРИАЛЫ
МЕТАЛЛОКЕРАМИЧЕСКИХ УЗЛОВ
Металлические материалы, обеспечивающие надежный метал-
локерамический спай, должны удовлетворять следующим требо-
ваниям.
1. Коэффициенты термического расширения металлов должны
быть согласованы с коэффициентами термического расширения ке-
рамических материалов. Высокая термическая и механическая
надежность спаев достигается, если рассогласование коэффи-
Рис. 10.5. Зависимость коэффициента термического
расширения материалов, используемых для металлоке-
рамических узлов, от температуры.
267
Коэффициенты линейного расширения Таблица 10.17
высокоглиноземистой керамики н ниобиевого сплава при
293—1673°К
Интервал температур, °К Коэффициент линейного расширения а, 10 -7 град -1
Е-37 Nb — 1% Zr Nb (чистота 99,9 вес. %)
293 — 573 6,75 7,56 7,28
293 — 673 7,05 7,63 7,41
293 — 773 7,34 7,71 7,51
293 — 873 7,61 7,78 7,62
293 — 973 7,84 7,86 7,73
293— 1073 8,05 7,96 7,84
293—1173 8,23 8,04 7,94
293—1273 8,39 8,11 8,04
293—1373 8,52 8,18 8,13
293—1473 8,70 8,20 8,20
293—1573 8,90 8,30 8,20
293—1673 9,0 8,4 8,3
циентов термического расширения спаиваемых деталей в
интервале температур затвердевания припоя не превышает
5 • 10~7 град-1 [3].
2. Хорошие вакуумные свойства: газонепроницаемость при
малых (0,2—0,5 мм) толщинах, малая упругость паров и малая
скорость испарения. Для предотвращения снижения электрическо-
го сопротивления керамики в МКУ из-за напыления металла упру-
гость паров конструкционных металлов и припоев при температурах
пайки и эксплуатации узла должна быть на 1—2 порядка ниже раз-
режения в вакуумной полости узла.
3. Высокая коррозионная стойкость в парах цезия.
4. Малое значение сечения захвата нейтронов и высокая радиа-
ционная стойкость (для металлов реакторных ТЭП).
На рис. 10.5 приведены зависимости коэффициента термического
расширения металлов и керамик от температуры [6]. Для керамики
на основе А12О3 наиболее подходящим материалом для изготовле-
ния манжет является ниобий, который до 1000° К расширяется чуть
больше, чем А12О3. При более высоких температурах коэффициент
термического расширения у А12О3 больше, чем у Nb, но в случае
охватывающего спая это не опасно, так как керамика хорошо ра-
ботает на сжатие. Поэтому для высокотемпературных спаев с кера-
микой применяется ниобий или сплав ниобия с 1 вес. % циркония.
В табл. 10.17 приведены коэффициенты линейного расширения
керамики Е-37, а также чистого Nb и сплава Nb — 1 вес. % Zr в ин-
тервале температур 293—1673° К [5].При пайке с керамикой на
основе А12О3 предпочтение отдается сплаву Nb — 1 вес. % Zr из-за
его более высокой прочности и более низкой ползучести при повы-
шенных температурах, а также из-за меньшего роста зерна при
пайке.
268
Таблица 10.18
Свойства ковара и железоиикелевых
сплавов
Свойство Значение
Ковар Н-42 Н-4 6
Температура плавления, °К 1723 1723 1723
Коэффициент термического расши- рения а, 10-7 град"1 в интер- вале температур, °К: 293-373 54 52 78
293 — 473 48 52 78
293 — 573 46 53 77
293 — 673 45 63 77
293 — 773 63 81 89
293 — 873 78 95 102
293 — 973 90 — 111
293— 1073 99 — 120
293—1173 110 — 129
Предел текучести, кГ/мм2 36 20
Модуль упругости, 104 кГ/мм"1 1,48 1,48
Коэффициент теплопроводности при 293°К, вт/ (м-град) 18,7 14,6 15,5
Удельное сопротивление при 293°К, ом-м 5-10-7 66- Ю-s 54-10-8
Для изготовления МКУ, работающих при температурах до
770° К, в качестве материала можно применять сплавы железа с ни-
келем; Н-42 (42 вес. % Ni, остальное Fe), Н-46 (46 вес. % Ni,
остальное Fe), и сплав Ковар (29 вес. % Ni, 18 вес. % Со, остальное
Fe). Свойства этих сплавов приведены в табл. 10.18 [3].
§ 10.6. МАТЕРИАЛЫ ПРИПОЕВ
Припои, применяемые для пайки МКУ, должны удовлетворять
следующим требованиям.
1. Иметь хорошую коррозионную стойкость в парах цезия при
рабочих температурах.
2. Хорошо смачивать материал манжет без большого разъедания.
3. Хорошо смачивать металлизационное покрытие, но не силь-
но взаимодействовать с ним, так как в этом случае нарушается взаи-
мосвязь металлизационного покрытия с керамической деталью и
резко снижаются механические и термические свойства спая.
4. Обладать малым пределом текучести, низким модулем упру-
гости и высоким значением относительного удлинения, так как в этом
случае из-за податливости припоя происходит релаксация напря-
жений, возникающих в металлокерамических спаях при охлажде-
нии узлов. Высокая пластичность необходима также для изготовле-
ния из припоя проволоки и фольги.
5. Обладать хорошими вакуумными свойствами: газонепрони-
цаемостью, низким давлением паров и малой скоростью испарения.
269
Таблица 10.19
Припои для пайки металлокерамических узлов
с Мо — Мп и W металлизацией
Марка припоя Химический состав, вес. % Температура плавления, °K
Медь МБ ПЗлМЗбВ Ср 9999В ПСР 72 (сплав ВТ) Палко Си 99,9 Си 65, Аи 35 Ag 99,99 Ag 72—Си 28 Ag 85, Мп 15 V—30Nb — 5Ti 66 Pd—34Со 30 Ni—70 Ti Pd Си —2Ni 1356 1273—1293 I 1233 ( Mo-Мп 1053 ( (металлизация) 1243 J 2078 1508 ... 1238 , W . 1823 (металлизация) 1373
Для предотвращения снижения электрического сопротивления ке-
рамики в МКУ из-за напыления металла давление пара припоев
при температурах пайки и эксплуатации узла должна быть на 1—2
порядка ниже разрежения в вакуумной полости узла.
6. Припои для реакторных ТЭП должны иметь малое сечение
захвата нейтронов и высокую радиационную стойкость в потоке
нейтронов и у-излучения.
Для пайки керамики с Мо — Мп металлизацией применяются
припои с температурой плавления до 1273° К. Даже пайка медью
с Тая = 1365° К часто приводит к возникновению дефектов в по-
крытии в паяном шве. Составы припоев приведены в табл. 10.19
13, 6].
Испытания преобразователей с МКУ при температурах 900—
1000° К, паянными припоями на основе меди, серебра и золота,
показали, что ТЭП выходили из строя после нескольких сот часов
работы из-за течи в паяных швах (4). Проведенные коррозионные
испытания припоев в парах цезия показали, что припои на основе
золота, серебра и меди реагируют с цезием, что и приводило к течи.
Результаты коррозионных испытаний приведены в табл. 10.20.
Для МКУ, работающих при температурах 1270—1670° С, тем-
пература плавления припоя должна быть выше рабочей и ниже
температуры вжигания металлизации,, т. е. температура плавления
должна быть в диапазоне 1673—2173° К.
В МКУ с манжетами из сплава Nb— 1 вес % Zr применение Ni,
Со и Fe исключено, так как они дают с Nb эвтектики с температура-
ми плавления ниже 1673° К. По этой причине в качестве припоев
используют припои на основе палладия (Тал = 1823° К) и трех актив-
ных металлов Ti (Тпл = 1980° К), Zr (Тпл = 2125° К.) и V (Тпл =
= 2190° К). Палладиевые сплавы взаимодействуют активно с ме-
таллизирующим вольфрамовым слоем, а также растворяют срав-
270
Таблица 10.20
Коррозионная стойкость припоев, керамики узлов МКУ в парах цезия
Материал узлов Продолжи- тельность выдержки, ч Температура материала, "К Источник Температура 1 цезиевой ван- ны, °К Результаты испытаний
Nb —1 вес. % Zr 1000 1273 [5] 673 Видимых изменений нет; привес на единицу поверхно-
V-30 вес. % Nb —5 вес.% Ti 1000 1273 [5] 673 сти 0,08 мг]см? Цвет светлый, слабое травление зерен, привес 0,05
Pd 1000 1273 [5] 673 мг/см2 Сильное травление поверхности зерен; убыль веса 4,6
Е-37 (99,7 вес.% А12О3 +0,30 вес. % MgO) 1000 1273 [5] 673 мг/см? Керамика слегка посерела; убыль веса 0,14 мг/см-
ZrO2 (93,7 вес.% ZrO2, 5 вес.% СаО, остальное HfO2) 1000 1273 [5] 673 Керамика слегка посерела; убыль веса 0,5 мг/см?
MgO (чистота 99%) 1000 1273 |5| 673 Черные и серые точки; поры, убыль веса 2,6 мг/см?
MgO-А12О3— шпинель 1000 1273 lb] 673 Керамика серая, частично металлизированная; привес
МКУ Никель, сплав ВТ 545 773 [12] 773 2,6 мг/см2 Сплав ВТ гравирован
А12О3 (Мо—Мп—Ni, металлизация) 3864 773 |12] 773 Сплав ВТ разрушился
Никель, сплав ВТ 728 773 U2] 773 Сплав ВТ гравирован
ВеО (Мо—Мп — Ni, металлизация) 1000 773 [12J 773 Сплав ВТ разрушился
Никель, сплав ВТ, MgO (Мо —Мп — — Ni, металлизация) Ниобий, Палко А12О3 (металлизированный W) Nb—1 вес.% Zr, Pd Е-37 (металлизированный W + 5% TiO2) 3900 773 [12] 573 Сплав ВТ разрушился
600 1273 U2] 573 Сплав Палко гравирован
1000 1273 [5] 673 Вакуумная плотность сохраняется
нительно большие количества сплава Nb — 1 вес. % Zr. Для умень-
шения взаимодействия с металлизацией палладий сплавляли с воль-
фрамом. Для уменьшения взаимодействия сплава Nb — 1 вес. %
Zr с палладиевыми припоями используют специальную конструк-
цию места спая, предотвращающую длительный контакт расплав-
ленного припоя со сплавом Nb — 1 вес. % Zr путем защиты его
фольгой из Мо, W или Та толщиной 25 мкм [6].
Сплавы на основе Ti, W и Zr смачивают сплав Nb — 1 вес. %
Zr и не разъедают его, они реагируют с керамикой, уменьшая ее
механическую прочность. В работе [5] утверждается, что лучший
высокотемпературный припой — припой на основе сплава ванадия
с ниобием, к которому для улучшения пластичности добавлено
5 вес. % Ti. Состав припоя: 65 вес. % Y, 30 вес. % Nb, 5 вес. %
Ti, а температура плавления припоя 2080° К.
Хотя идеальный припой с температурой плавления 1700—
2200° К не создан, имеющиеся припои позволяют получать вполне
удовлетворительное качество спаев. Для МКУ, работающих
при температурах до 1300° К, успешно используется в качестве при-
поя сплав палладия с кобальтом Палко (66 вес. % Pd — 34 вес. %
Со) с температурой плавления 1523° К 16].
Для пайки керамики типа Лукалокс со сплавом Nb — 1 вес. %
Zr использовался эвтектический припой Ni — Ti (30 вес. % Ni —
70 вес. % Ti) с температурой плавления около 1215° К. Подобные
МКУ проработали без повреждений более 6000 ч на стенде и более
3000 ч в реакторе при температуре спая 973° К Ш].
Для пайки керамики из А12О3 успешно применяли припой из
сплава Си - 2 вес % Ni. Такие МКУ успешно работали при тем-
пературах до 1273° К, но разрушались при 1473° К [6]. Результаты
коррозионных испытаний различных припоев, керамик и материа-
лов манжет в парах цезия приведены в табл. 10.20.
Припои употребляются в виде проволоки или фольги. В некото-
рых случаях припои наносятся гальваническим способом на метал-
лизированный слой. Так, керамика, металлизированная воль-
фрамом, успешно покрывалась как чистым палладием, так и спла-
вом Палко. Для получения композиции, соответствующей сплаву
Палко, на керамику поочередно наносились слои кобальта и пал-
ладия [6].
На качество спая оказывает большое влияние время выдержки
припоя в расплавленном состоянии. При больших температурах
выдержки может произойти чрезмерное разъедание металлизации
или материала манжет. Необходимое время выдержки припоя под-
бирается экспериментальным путем. Все нарушения вакуумноплот-
ных узлов, паянных припоем ВТ (72 вес. % Ag — 28 вес. % Си),
имели место при длительной (более 500 ч) выдержке в парах цезия.
Припой Палко выдержал испытания, никакого изменения веса не
было обнаружено, хотя припой и гравировался*. Исследования
* Слабое травление поверхности.
272
Таблица 10.21
Прочность на разрыв металлокерамических узлов е керамикой Е-37
и манжетами из Nb —1 вес. % Zr (при комнатной температуре)*
Припой в виде прокладки толщиной, мкм Условия пайки Количество вакуумно-плотных образцов Прочность при разрыве, кГ/мм2
Время, сек Температура, °К средняя максимальная низшая
Си—2 вес. % Ni, 60 180 1423 5 из 6 14,3 15,6 12,6
Pd, 60 90 20 1843 1843 6 из 6 5 из 6 9,6 10,0 п,о 13,6 8,3 6,8
V—30 вес. % Nb—5 вес. % Ti, 80 60 2078 3 из 6 8,4 8,6 8,1
* Металлизирующий слой состава W— (точка росы 293°К). Пайка проводилась в ва вес. % У208 кууме 1 0 1 вжнгался в керамику в течение 20 О-6 тор. мин при 2223°К в смеси N2- -13 об. % Н,
Термостойкость металлокерамических спаев в диапазоне температур 770-14<0°К
10.22
273
Таблица
Геометрия конструкций спая Припой Условия пайки Количество вакуумно- плотных об- разцов после пайки Количество термических циклов Количество вакумно-плот- ных образцов после термо- циклов
Время, сек Температура, °К
Плоская Цилиндрическая Pd-фольга толшиной 60 мкм Y-30 вес. % Nb — 5 вес. % Ti Проволока диаметром 0,8 мм 20 30 1840 2080 10 из 10 11 из 14 100 100 10 из 10 8 из 8
МКУ после длительных испытаний в парах цезия при высоких
температурах показали, что происходит слабое взаимодействие
цезия со слоями металлизации [4].
§ 10.7. СВОЙСТВА МЕТАЛЛОКЕРАМИЧЕСКИХ СПАЕВ
Под свойствами спаев понимаются вакуумная плотность, проч-
ность на разрыв, термостойкость и коррозионная стойкость в парах
цезия. Механические свойства металлокерамических спаев, паянных
палладием и сплавом V — 30 вес. % Nb — 5 вес. % Ti, приведены
в табл. 10.21 [5]. Разрыв образцов, паянных палладием, происхо-
дит между керамикой и металлизирующим слоем, оставляя чистой
и неповрежденной поверхность керамики. При пайке припоем
V — 30 вес. % Nb — 5 вес. % Ti разрыв происходит по керамике
близко к пайке (0,5 мм), т. е. происходит ослабление керамики под
действием активных компонентов припоя.
Термостойкость спаев испытывалась в вакууме в интервале тем-
ператур от 773 до 1473° К. Скорость нагрева равнялась приблизи-
тельно 50 град/мин, скорость охлаждения изменялась от 200 до
4 град/мин. Результаты испытаний приведены в табл. 10.22 [5].
Шесть МКУ, из которых три паялись палладием, а три припоем
V — 30 вес. % Nb — 5 вес. % Ti, испытывались в течение 1000 ч
в парах цезия при температуре МКУ 1273° К и температуре цезие-
вой ванны 673° К. Все узлы после испытаний оказались вакуумно-
плотными и имели ту же прочность на разрыв, что и контрольные
образцы, не испытывавшиеся в парах цезия. В табл. 10.23 приведе-
ны материалы вакуумно-плотных МКУ для различных рабочих тем-
ператур по данным работ [6, 8, 11].
В заключение следует отметить, что хотя к настоящему времени
технология МКУ, пригодных для работы в парах цезия при темпера-
турах до 1300° К, считается отработанной, выяснение поведения этих
МКУ в интенсивных потоках п- и у-излучения в течение длительного
времени требует проведения большого числа испытаний в реакторах.
('водная таблица по материалам и рабочим температурам металлокера
Керамика Металлизация
Покрытие Толщина, мм
А1-12 (0,1 вес. % MgO) W 0,0127—0,0254
А1-13 (2 вес. %У2О3) W 0,0127—0,0254
А1-14 (0,5 вес. %У2О3) W 0,0127—0,0254
Лукалокс (99,7 вес. % А12О3, 0,3 вес. % MgO) — —
Е-37 W —
Е-37 W —
274
§ 10.8. ИЗГОТОВЛЕНИЕ КОЛЛЕКТОРНЫХ ПАКЕТОВ
Для изготовления коллекторов ТЭП охлаждаемых жидкометал-
лическим теплоносителем, используются коллекторные пакеты или
многослойные изолирующие коллекторные трубки. Для реактора-
преобразователя ITR (см. гл. 7 § 7.6) предполагается использовать
коллекторные трубки, состоящие из внутренней и наружной нио-
биевых трубок со слоем изоляции А12О3 между ними. Рабочая тем-
пература трубки равна 973° К- Метод изготовления трубки состоит
из двух этапов: нанесения керамического слоя на внешнюю поверх-
ность внутренней трубки с помощью плазменного напыления и на-
прессовки внешней ниобиевой трубки на внутреннюю металлокера-
мическую сборку. Для напрессовки внешней трубки последнюю
надевают на внутреннюю сборку и затем растягивают. Одновременно
с растяжением в узкой зоне производится зонный прогрев трубки
до 973—1273° К- В результате продольного растяжения в зоне про-
грева происходит сжатие трубки и она плотно напрессовывается на
внутреннюю металлокерамическую сборку. Операции нанесения
покрытия и обжатия осуществляются в атмосфере инертного газа
для предотвращения окисления.
Эксперименты показали, что плотное покрытие с малой пори-
стостью и хорошим сцеплением получается только при полном рас-
плавлении зерен порошка А12О3, что может быть достигнуто только
с азотом в качестве рабочего тела плазменной горелки. При этом
на ниобии образуется слой нитридов, разлагающийся при охлаж-
дении и резко ухудшающий тепловой контакт на поверхности раз-
дела Nb — Al 20g.
Для предотвращения этого эффекта на ниобий в чистом аргоне
напыляется сначала слой меди. Затем напыляется слой из 80 вес. %
Ni и 20 вес. % Сг в атмосфере аргона с примесью азота, что предот-
вращает заметное образование нитрида меди и позволяет достичь
достаточно высокую мощность в плазме. Слой меди расплавляется
и обеспечивает хороший тепловой контакт между ниобием и Ni-Cr-
мнческих узлов Таблица 10.23
Материал манжеты Припой Рабочая температура, °K
Nb—1 вес. % Zr Палко 1273
Nb—1 вес. % Zr Pd 1723
Nb—1 вес. % Zr Палко 1273
Pd 1273
Nb 70 вес. % Ti—30 вес. % Ni 973
Nb Pd 1273
V—30 вес. % Nb—5 вес. % Ti
Nb Cu—2 вес. % Ni 973
275
слоем. Затем в атмосфере азота наносится слой окиси алюминия.
Благодаря большой мощности тепловыделения в плазме из азота
частицы окиси алюминия расплавляются полностью и капельки
вплавляются в слой Ni-Cr, вследствие чего обеспечивается хороший
тепловой контакт А12О3 со слоем Ni-Cr. Затем на поверхность
А12О3 наносится слой Ni-Cr, а на него слой Си. При зонном нагреве
во время обжатия наружной трубки медь плавится, проникает в поры
слоя Ni-Cr и спаивает его с наружной ниобиевой трубой, что обес-
печивает хороший тепловой контакт без образования нитридов.
Общая толщина слоев Си — Ni-Cr — А12О3— Ni-Cr — Си состав-
ляет 0,2—0,3 мм, слой А12О3 имеет толщину от 0,15 до 0,2 мм.
Трубки, изготовленные таким способом, имеют тепловое сопротив-
ление от 0,7 до 1,0 град см2!вт. В холодном состоянии пробой не
наблюдается при 400 в, при температуре 973° К и напряжении
100 в сопротивление трубки, отнесенное к 1 см2, равнялось
2 • 105 ом, а при длительной выдержке оно даже увеличивалось
вследствие обезгаживания напыленного слоя.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
I. Огнеупоры для космоса. Справочник. М., «Металлургия», 1967, с. 107.
2. Гроссман Л. Изоляционные материалы для термоэмиссионных преобра-
зователей ядерной энергии в электрическую. —«Прямое преобразование
тепловой энергии в электрическую и топливные элементы». Информ,
бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1967, вып. 1, с. 100.
3. Ерошев В. К- Металлокерамические вакуумные конструкции. М., «Энер-
гия», 1970, с. 18, 46, 82.
4. Сливка М. Влияние паров цезия на конструкционные материалы термо-
эмиссионного преобразователя. — Термоэмиссиониое преобразование
энергии. Т. I. Пер. с англ. Под ред. В. Н. Артамкина и Б. А. Ушакова,
М., Атомиздат, 1964, с. 129.
5. Coppeletti С., Busse С. Metal to ceramic seals for thermionic converters.
Second Intern. Conf, on Thermionic Electrical Power Generation.
Stresa, Italy. 27—31 May, 1968.
6. Бреидайдж E. Вакуумноплотные МКУ для высоких температур. —
«Прямое преобразование тепловой энергии в электрическую и топливные
элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1964, вып. 12, с. 75.
7. Котельников Р. Б. и др. Особо тугоплавкие элементы и соединения. Спра-
вочник. М., «Металлургия», 1969, с. 306.
8. Рухлов П. Исследование термоэмиссионных преобразователей с точки
зрения металловедения. — «Прямое преобразование тепловой энергии
в электрическую и топливные элементы. Информ, бюл. М., изд.
ВИНИТИ, 1970, вып. 9, с. 111.
9. Radiation effects in nonfuel materials. — «J. Reactor Materials», 1963,
v. 6, No. 1, p. 79.
10. Белянииа P. Г. и др. Изоляционные материалы термоэмиссионных пре-
образователей. — Сб. докл. сов. ученых на II Междунар. конф, по тер-
моэмиссионному преобразованию энергии. Стреза, Италия, 27—31 мая
1968, М., изд. ВНИИТ, 1969, с. 469.
11. Дэвен Б. Французская термоэмиссионная программа и ее достижения. —
«Прямое преобразование тепловой энергии в электрическую и топливные
элементы». Информ, бюл. М., изд. ВИНИТИ, 1970, вып. 8, с. 64.
12. Кедди Е. Оценка совместимости материалов термоэмиссионного преоб-
разователя с цезием. — «Прямое преобразование тепловой энергии
в электрическую и топливные элементы». Информ, бюл. М., изд.
ВИНИТИ, 1965, вып. 2, с. 142.
276
ПРИЛОЖЕНИЕ 1
Ядерные микроскопические сечения взаимодействия элементов Таблица 1
с тепловыми и быстрыми нейтронами
Элемент P, г/см3 £=0,025 эа £ = 0,84-1 ,4 Мэв /, барн Е , эв
о , барн о , S барн барн о&, барн °е барн
А1 2,699 0,241 1,4 1,64 4-10-* 3,58 0,18 —
Ст 7,1 3,10 2,76 7,30 0,004 2,8 2 —
Fe 7,86 2,56 11,4 14,0 0,004 2,67 0,167 1148
Ni 8,90 4,60 17,5 22,1 0,009 — 3 —
Си 8,94 3,85 7,8 Н.6 0,012 3,50 2,21 227
Zr 6,4 0,185 6,3 6,48 0,009 6,80 1,03 182
Nb 8,4 1,17 6,50 7,67 0,032 7,0 8,70 35,5
Мо 10,2 2,70 5,90 8,6 0,03 6,5 22,99 12,15
Та 16,6 21,0 6,0 27,0 0,128 7,49 183 680
W 19,3 19,2 5,0 24,2 0,091 7,00 338 4,15
236JJ — 680 579(0/) — — 1,35 1,24(0/) 2335 1,14
238JJ 18,9 271 — — 0,21 — — —
Ir 22,42 440 — — — — 2200 —
Pt 21,37 8,8 10,0 — — — 185 —
Re 20,53 8,6 14 — — — 620 —
Cs 1,873 128 — — 1 — 490 —
(Уд — сечение поглощена я, барн I барн = 10“24 сл ; о —с ечеиие расе яния;
Of— полное нанса. сечение; /- -резонансный интервал; Е ^ — энергия первого резо-
277
Изотопный состав, сечения поглощения тепловых нейтронов Таблица 2
и резонансный интеграл изотопов
Символ Изотоп Содержание в при- родном элементе, % Сечение поглощения gq, барн Резонансный инте- грал /, барн
54Fe 5,84 2,53±0,06 2,2±0,2
seFe seFe 91,68 2,6±0,2
57ре 2,17 2,4±0,2
58Fe 0,31 2,5 + 0,2 —
58Nj 67,76 4,6±0,2 4,2 + 0,3 —
“Ni 26,16 2,5±0,2
28^1 61Ni 1,25 1,9±1,0
62Ni 3,66
MNi 1,27 2,0±0,4
“Ni — 6 ±3 —
29Сц 63Cu 69,1 3,85 4,3±0,3 2,87
“Cu 30,9 2,11 + 0,17 0,726
90 Zr 51,46 0,185 0,1 ±0,07 0,13
01Zr 11,23 1,52+0,12 6,186
MZr 92Zr 17,11 0,25±0,12 0,46
93Zr — 0,88 18,67
94Zr 17,40 0,08±0,06 0,18
“Zr 2,80 0,1 ±0,1 5,45
«Nb 93Nb 100 1,17 —
!l2Mo 15,86 2,7 0,3 0,87
94Mo 9,12 —.
“Mo 15,70 13,9±1,4 98,8
42Мо “Mo 16,50 1,2±0,6 22,9
97Mo 9,45 2,2±0,7 11,7
“Mo 23,75 0,4±0,4 7,03
100Mo 9,62 0,5±0,5 —
7зТа i8iTa 99,99 21 ±0,3 —
180\y 0,14 19,2 60±60 —
182\y 26,4 20±2
•74 W 183^ 14,4 11±1
1S4\V 30,6 2,0±0,3
186^ 28,4 35,3
vsRe 185Re 37,07 86 104±8 —
187Re 62,93 66±5 —
7?1Г mjr 38,5 440 —
193 Ir 61,5 — —
278
ПРИЛОЖЕНИЕ 2
Энтропия, теплота плавления и испарения, температура Таблица 1
плавления и кипения тугоплавких металлов
Металл Энтропия при Т = 298°К, дж/(моль-град) Теплота Температура
испарения, Мдж/кг плавления, кдж! кг плавления, °К кипения, °К
W 32,76 4,33 191 3680±20 5643—6273
Ке 37,18 3,74 178 3450 ±20 5915
Мо 28,6 6,16 290 2890 5100
Та 41,5 4,15 155 3269 5565
Nb 37,7 7,32 288 2740±10 5115
Зависимость скорости испарения и степени черноты Таблица 2
тугоплавких металлов от температуры
Металл Испарение Степень черноты
т, °к Давление пара, мм рт. ст Скорость испарения, м/сек Т, °к интегральная, спектральная, К — 0,6 6 5 мкм
2100 7,5-10-1» 10-1* 1000 0,43
1?е 2350 7,5-10-8 10-12 1500 0,42
2680 <7,5-10-в 10-ю 2000 0,4
3120 <7,5-10-* 10-8 2500 — 0,38
1930 7,5-10-1» 10-1* 1000 о,1
2130 7,5-10-8 10-12 1773 0,19 —
IN D 2390 7,5-10-6 10-8 2000 0,22 0,38
— — — 2273 0,24 —
1750 7,5-10-1» 10-1* 1000 0,096 0,390
ЛАл 1960 7,5-10-s 10-12 2000 0,210 0,353
2220 7,5-10-в 10-ю 2500 0,256 0,338
2560 7,5-10-* 10-8 — — —
2130 7,5-10-ю 10-1* 1000 - 0,425
Та 2360 7,5-10-s 10-12 1500 0,41
2670 7,5-10-6 10-1» 2000 0,232 0,406
— — — 2500 0,279 0,40
2270 7,5-10-ю 10-1* 1000 0,114 0,453
W 2520 7,5-10-s 10-12 2000 0,260 0,432
2860 7,5-10-6 10-1» 2500 0,303 0,442
279
Таблица 3
Зависимость теплоемкости, коэффициента теплопроводности
и электропроводности тугоплавких металлов от температуры
Металл Удельная массовая теплоемкость при температуре Коэффициент теплопро- водности при температуре Удельное электросопро- тивление при температуре
т, °к Ср, дж/(кг- град) т, “К х, вт/(М‘ град) т. °к р, 10 в, ом-м
298 138,4 100 60,3 293 19,4
1000 155,8 200 56 1000 64
Re 2000 187,5 500 45,2 1500 84
— — — — 2000 100
— — — — 2500 109
298 265 290 45 293 14,6
1000 298 1000 55 1000 43,5
Nb 2000 342 1500 63 1500 55
— — 2000 71 2000 69
— — 2500 76 2500 82,5
298 251 290 136 293 6,0
1000 299 1000 113 1000 22,0
Мо 1000 385 1500 54 1500 23,5
— — 2000 78 2000 42,5
— — 2500 70 2500 52
298 140,3 290 62 293 14,1
1000 154,3 1000 71 1000 41
Та 2000 171,1 1500 76 1500 59
— — 2000 80 2000 75
— — 2500 84 2500 90
293 5,48
1000 24,9
W См. уравнение (8.1) См. рис. 8.2 1500 40,4
2000 56,7
2500 74,9
280
Таблица 4
Зависимость относительного термического расширения,
предела прочности при растяжении и модуля упругости
тугоплавких металлов от температуры
Металл Относительное термическое расширение Предел прочности при растяжении Модуль упругости
г, °к 6, % т, °к кГ!м.м? т, °к Е, 10“3 кГ/мм2
1000 0,47 300 235 (122)* 300 46
1500 0,85 1000 102 (76,5) 1000 38,5
Re 2000 1,30 1500 61 (44) 1500 33,0
— — 2000 19,4 (7,8) — —
— — 2500 7,8 (5,6) — —
1000 0,56 293 24,5 290
1500 1,02 1000 15,6 — 1500 11,0—10,72*
2000 1,52 2000 5,9 — 11,0— 11,23*
2500 2,02 2500 1,95 — 12,7—12,54*
1000 0,38 293 32,5
Мо 1500 2000 0,74 1,15 См. § 8.2 1000 1500 28,5 26,5
2500 1,66 2000 20,5
1000 0,5 300 51 300 18
Та 1500 0,88 1000 19,4 — —
2000 1,32 1500 8,6 — —
2500 1,82 2000 3,55 — —
— — 2500 1,4 — —
* Числа в ci обках относятся к отожженному рению. числа без скобок —к дефор-
мированному.
2’ Рекристаллизованный ниобий.
3' Деформированный ниобий.
4* Закаленный ниобий.
Химический состав сплавов ниобия
Т а б л и ц а 5
Марка сплава Содержание элементов, вес. % (остальное —ниобий)
W Мо Zr С Ti La, Се О2 N, Нг
Nb—Та—W 10 30 Та —
ВН-2 — 3,8 —5,2 «0,05 0,03 0.04 0,005
ВН-2А — 3,5—4,7 0,5—0,9 <0,08 — 0,03 0,04 0.005
ВН-2АЭ* 3,5—4,7 0,5—0,9 с 0,0 5 0,02 0,03 0,005
вн-з 4,0—5,2 0,8—2,0 0,08—0,16 . 0,03 0,04 0,005
ВН-4 8,5—10,5 1 ,0—2,0 0,25—0,40 — 0,01—0,05 0,04 0.06 0,005
ВН-5А 5,0—7,0 0,5—0,95 0,08—0,15 — 0,01 5—0,04 0,03 0,05 0,005
ВН-2АЭМ 6,0—8,0 0,5—0,9 0,05—0,09 0.02 0,03 0,005
ВН-7 3,0—7,0 AI 0,06—0,10 40,0 — —
* Буква Э в марке сплава указывает, что данный сплав выплавлен электронно-луче-
вым методом.
ПРИЛОЖЕНИЕ 3
Результаты испытаний материалов в среде жидкого цезия Таблица 1
в течение небольшого промежутка времени при температурах 673—773 °К
Материал Время испы- тания, ч Температура, °К Изменение веса, % Характер воздействия цезия на образец
Сплавы, содержащие Au, Ag (Nicoro, Silcoro, Cusil и т. n.) 100 773 —22-7- -7—61 Сильное воздействие. Ан и Ag уходили из спла- вов, оставляя хрупкий ма- териал, по внешнему виду напоминающий медь
Сплав Cusil (28% Cu+72% Ag) 16 703 — 10,5 Сильное воздействие, об- разец частично разрушался
Сплав Nicoro (18% Ni+82% Au) 24 773 —64 То же
Платина 24 773 Сильное воздействие
Покрытие алюминиевое 24 703 от —0,2 до —0,4 То же
Покрытие бериллиевое 21 703 —0,1 Сильное воздействие
Окись бериллия 24 48 773 773 —0,4 —0,61 Изменение цвета поверх- ности
Палладий 100 773 —0,022 Поверхностное гравирова- ние, охрупчивание
Цирконий 100 773 Нет Поверхность потемнела
Циркалой-2 100 703 Нет То же
Кермет: двуокись урана — окись алюминия 16 703 — Воздействия не обнаруже- но
Ванадий 100 773 Нет Явного воздействия не обнаружено
Титан 100 773 » Поверхность потемнела
Ниобий 100 773 » То же
Хром 100 773 Явного воздействия не обнаружено
Вольфрам+20% моно- сульфида урана 1000 773 » Явного воздействия не обнаружено
282
Продолжение табл. 1
Материал Время испы- тания, ч Температура, °К Изменение веса, % Характер воздействия цезия на образец
Вольфрам 100 773 Нет Явного воздействия не об- наруже но
Молибден 100 773 То же
Сплав Мо4-0,5% Ti 100 773 » »
Нержавеющая сталь 347 100 773 » »
Нержавеющая сталь 321 100 773 » »
Т антал 100 773 » »
Кремний 100 773 » »
Результаты испытаний по определению совместимости Та блица 2
некоторых материалов с жидким цезием и его парами при температурах
до 1270 °К и длительной выдержке
Материал В ремя, ч Температура, °К Состояние цезия Описание воздействия на материалы
образ- ца ванны с цезием
Сплав ВТ (72% Ag + 28% Си) 24 545 3900 703 770 770 703 770 573 Пар » Явных изменений нет Травление Сплав ВТ разрушился
Ni 1000 3864 960 3900 770 770 770 770 770 770 553 573 Пар » Жидкий Пар Стойкость хорошая
Nb 600 600 552 1273 573 770 573 573 770 Пар Жидкий » Стойкость удовлетворительная, почернение поверхности
Nb 8750 973 673 Пар Ниобий почернел
Zrl V J 8750 973 673 » Травление, небольшое воздей- ствие пара
Mo 8750 973 673 » Явных изменений не обнаружено
Pd 504 770 770 » Палладий разрушился
283
ПРИЛОЖЕНИЕ 4
Свойства некоторых материалов коллекторного узла
Таблица 1
Материал Плотность пикно- метрическая, г/см3 Температура плавления, °К Термический коэффициент линейною расширения, а
т, °к а, 10 6 град-1
55,85 Fe 7,86 303—1123 16,7
58,71 Nj 8,96 1728 693—1263 1263—1663 17,1 23,8
63,54 Cu 8,92 1356 573—773 973—1173 1373 18,45—19,15 20,72—22,5 24,1
91,22 Zf 6,49 2128 593—1093 1173—1593 8,0 9,5
106,4pd 12,02 1823 83—303 9,5
190,2 0s 22,48 3500 273—323 6,1—6,79
192.2 Ir 22,36 2727 273—473 673—1073 6,5—6,8 7,11—7,72
195,09 pt 21,5 2043 90—1393 1393—1973 9,5 14,2
Зависимость коэффициента электро- и теплопроводности, Таблица 2
давления пара некоторых материалов коллекторного узла от температуры
Материал Давление пара при температуре Удельное электросопро- тивление при температу- ре Коэффициент теплопро- водности при температуре
т. °к р, мм рт. ст. Т, °к р, 10-8 ом- м т, °к вт/(м-град)
898 10-8 293 7,5 293 67,0
946 IO’8 473 30 480 52,75
Ni 1315 ю-6 673 34 670 44,85
1520 ю-4 873 41,5 970 52,95
1630 ю-3 1273 48 1210 59,9
1783 10-2 — — 1620 72,0
1000 10-8 293 1,7 293 406,0
ИЗО ю-6 673 4,0 500 394,0
Си 1207 10-5 1253 8,4 770 386,0
1298 I0-* — — 1280 318,1
284
Продолжение табл. 2
Материал Давление пара при температуре Удельное электросопро- тивление при темпера- туре Коэффициент теплопро- водности при температуре
т, °к р, мм рт. ст. Т, °к р, 10 8о,и-.и т. °к втп/(м- град)
1072 IO-» 293 10 293 73,3
1131 10-8 473 8 593 52,4
Fe 1197 10-’ 873 64 930 35,6
1271 10-6 1273 135 1040 29,3
1356 ю-6 1623 128 1600 29,7
1662 10-9 293 50 273 29,5
1754 IO-» 673 102 400 26,74
Zr 1858 10-’ 1173 114 600 24,60
1949 6,5-10-’ 1573 122 900 25,61
2007 1,6-10-» 1773 126 — —
1994 10-6 273 4,9 273 146,5
Ir 2071 10-5 373 6,85 300 146,4
2214 10-4 573 10,87 — —
Зависимость степени черноты некоторых материалов
коллекторного узла от температуры
Таблица 3
| Материал т, °к Степень интегральная, черноты спектральная, (X—— 0.66 5 мкм) Примечание
Fe 273—1773 373 373 773 1473 0,05 0,74 0,84 0,89 0,35—0,45 Неокисленное Окисленное » »
Ni 273—1773 298 773 1273 473 1473 0,045 0,12 0,19 0,37 0,85 0,36—0,39 Неокисленный » » Окисленный »
Си 773—1373 373 473 1273 0,02 0,06 » 0,12 Неокисленная Окисленная »
Zr — — 0,32 0,40 Неокисленный Окисленный
285
Таблица 4
Зависимость механических свойств некоторых материалов
коллекторного узла от температуры
Материал т, °к Модуль упругос- ти Е, 103 кГ/мм* Коэффициент Пуассона Предел текучес- ти при растяже- нии а0 2. кГ/мм2 Предел прочнос- : ти при растяже- нии, кГ/мм2 Отиосител удлинение % □ное 6, Пр нмечание
293 21,5 0,280 12,5 — — Отожженное
Fe 473 873 17,0 52 5,1 33(673 К) » »
1273 11,2 — — 75(1173 °К) »
293 20 0,320 7,9 40 30 Отожженный
Ni 473 873 19,2 — 27 7,9 — » »
1273 — — 1,0 — »
293 13,2 0,350 7,05 24 49 Отожженная
Си 673 873 11,3 9,8 — — 12,4 7,55 42 34 » »
1223 6,63 — — 2,55 32(1073 °К) »
293 7 — 12 28 15 Отожженный
673 5,7 0,32—0,35 5,5 16 — »
973 — — — 8 — »
Zr 1123 — — 2,5 ~40 »
1233 3,2 — — — »
1273 — — — 1,0 — »
293 53,8 0,260 — — Отожженный
Ir 873 47,6 — Малое »
1273 43,5 — — — »
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие................................................. 3
Список литературы .......................................... 6
Глава 1. Принципы работы термоэмиссионного преобразователя . 7
§ 1.1. Термоэлектронная эмиссия........................ 7
§ 1.2. Вакуумный термоэмиссионный преобразователь...... 9
§ 1.3. Идеальный диод..................................11
§ 1.4. Идеальный термоэмиссионный преобразователь.... 14
§ 1.5. Газонаполненный преобразователь. Поверхностная
ионизация............................................20
§ 1.6. Чистые эмиттеры.................................24
§ 1.7. Адсорбирующие эмиттеры..........................26
Список литературы...........................................29
Глава 2. Адсорбция газов на поверхности твердых тел...........30
§ 2.1. Адсорбция цезия .................................30
§ 2.2. Адсорбция электроположительных элементов.........45
§ 2.3. Адсорбция электроотрицательных элементов.........47
§ 2.4. Влияние электроотрицательных добавок к парам цезия 50
§ 2.5. Работа выхода неоднородных поверхностей..........53
Список литературы ............................................55
Глава 3. Режимы работы ТЭП....................................57
§ 3.1. Процессы переноса в межэлектродном зазоре термоэмис-
сионного преобразователя................................57
§ 3.2. Граничные условия для уравнений переноса.........63
§ 3.3. Классификация режимов работы преобразователя ... 67
§ 3.4. Вакуумный режим работы преобразователя...........68
§ 3.5. Бесстолкиовительный плазменный режим работы пре-
образователя ...........................................73
§ 3.6. Диффузионный режим работы преобразователя .... 76
§ 3.7. Образование ионов в межэлектродном пространстве ТЭП 85
§ 3.8. Качественная теория дугового режима работы ТЭП ... 87
Список литературы.............................................95
Глава 4. Электрические характеристики термоэмиссионного преобра-
зователя .....................................................97
§ 4.1. Электрические характеристики лабораторных моделей
ТЭП.....................................................97
§ 4.2. Ресурсные испытания термоэмиссионных преобразова-
телей .................................................106
§ 4.3. Возможные пути улучшения характеристик ТЭП .... 109
287
§ 4.4. Электрические характеристики энергетической модели
термоэмиссиоиного преобразователя....................113
Список литературы.........................................126
Глава 5. Энергетические установки малой мощности..........127
§ 5.1. Термоэмиссионный преобразователь солнечной энергии 127
§ 5.2. Термоэмиссионные энергетические установки иа при-
родном топливе ......................................130
§ 5.3. Тепловые трубки...............................133
Список литературы.........................................141
Глава 6. Изотопные термоэмиссионные энергоустановки.......142
§ 6.1. Характеристики радиоактивных изотопов.........142
§ 6.2. Изотопные термоэмиссионные энергоустановки....153
Список литературы.........................................158
Глава 7. Реакторы с термоэмиссионными преобразователями .... 159
§ 7.1. Типы реакторов-преобразователей...............159
§ 7.2. Профилирование реактора. Влияние неравномерности
тепловыделения на электрические характеристики ТЭП 162
§ 7.3. Выделение продуктов деления...................173
§ 7.4. Влияние инертных газов........................179
§ 7.5. Дополнительные источники ионов в реакторе.....183
§ 7.6. Реакторы с термоэмиссиоиным преобразованием .... 184
§ 7.7. «Топаз» — первый в мире термоэмиссионный реактор 193
Список литературы ........................................194
Глава 8. Материалы эмнттерного узла.......................197
§ 8.1. Условия работы и требования к материалам......197
§ 8.2. Тугоплавкие металлы, сплавы, соединения и их свойства 200
§ 8.3. Урансодержащие материалы......................219
Список литературы.........................................230
Глава 9. Материалы коллекторного узла.....................234
§ 9.1. Условия работы и требования к материалам.....234
§ 9.2. Выбор материалов коллекторного узла...........235
§ 9.3. Конструкционные материалы коллекторного узла н их
свойства............................................236
§ 9.4. Материалы геттеров...........................246
Список литературы.........................................249
Глава 10. Изоляционные материалы металлокерамического и коллек-
торного узлов.............................................251
§ 10.1. Условия работы изоляционных материалов......251
§ 10.2. Требования к изоляционным материалам........252
§ 10.3. Свойства изоляционных материалов (керамики) .... 253
§ 10.4. Металлизация керамики.......................265
§ 10.5. Конструкционные материалы металлокерамических . . 267
узлов............................................. 269
§ 10.6. Материалы припоев...........................274
§ 10.7. Свойства металлокерамических спаев..........274
§ 10.8. Изготовление коллекторных пакетов...........275
Список литературы.........................................276
Приложение 1..............................................277
Приложение 2............................................ 279
Приложение 3..............................................282
Приложение 4..............................................284
288