В современной энергетике в качестве альтернативного вида топлива всё больше внимания уде-ляется водороду. В этой связи возникает ряд вопросов касательно безопасности водородных топлив-ных элементов [1]. Другим аспектом горения в плоских зазорах являются микроэлектромеханические системы, способные обеспечивать энергией космические исследовательские аппараты [2].
Данное экспериментальное исследование изучает вопрос распространения бедных водородно-воздушных пламён в узких зазорах, аналогичных ячейкам Хеле-Шоу [3]. В работе изучается влияние концентрации водорода в водородно-воздушной смеси и величины зазора на характер распространения пламени. При варьировании вышеописанных параметров могут меняться режимы горения, скорость фронта пламени, а также может возникать затухание пламени. В работе исследовались концентрации в 10, 12, 15 об.% H$_2$ при зазорах в 3, 5, 7 мм.
Экспериментальная установка представляла из себя узкую цилиндрическую камеру с централь-ным искровым воспламенителем. Сверху объём камеры закрыт стеклом марки КИ, прозрачным в ИК диапазоне от 1 до 3 мкм, что при основной длине волны излучения паров воды, равной 2,7 мкм позво-ляет образующиеся при горении пары регистрировать инфракрасной камерой. Схема установки пред-ставлена на рис. 1.
В работе обнаружены два режима горения. Первый режим на рис. 2а – дефлаграционный фронт пламени. Он характерен для сравнительно высоких концентраций водорода и представляет собой связную складчатую зону реакции. Для каждого набора параметров концентрации и толщины зазора определены видимая скорость фронта пламени, коэффициент складчатости, определяемый как $\sigma = \frac{\Pi}{2 \pi R_{ср}}$, отношение настоящего периметра фронта к длине окружности того же среднего радиуса. Коэффициент менялся в диапазоне $\sigma = 1,35÷1,6.
Второй режим на рис. 2б характерен для ультрабедных смесей и представляет собой распространение пламени в виде отдельных независимых очагов. В работе определены скорости движения очагов, а также критическая толщина зазора и концентрация, при которых происходит смена режи-мов горения.
Толщина зазора и концентрации смесей определяют отношение выделившегося тепла к теплопотерям. По полученным инфракрасным изображениям построены радиальные функции интенсивности излучения, позволяющие оценить скорость остывания продуктов сгорания за фронтом.
Современные концепции сокращения углеродных выбросов в условиях ограниченного количества водорода и энергии для его производства предусматривают использование в качестве топлива смесей метана с водородом [1]. Одним из ключевых аспектов безопасности использования газовой смеси является знание ее пределов воспламеняемости и условий, при которых она может безопасно храниться и транспортироваться. На сегодняшний день известны исследования, посвященные оценке безопасности при производстве и использовании смесей природного газа с водородом [2], в которых не проводились работы по определению пределов воспламеняемости. Известны экспериментальные и численные исследования, посвященные влиянию добавок водорода на ламинарную скорость горения смесей метана или природного газа с воздухом [3] и [4]. Однако, детальное исследование пределов воспламеняемости трёхкомпонентных смесей водород-метан-воздух по-прежнему остается открытой задачей.
В рамках текущего исследования определены концентрационные пределы самоподдерживающегося распространения пламени в смеси водород-метан-воздух при температурах 50-150°C. Работа носит экспериментальный характер, так как исследование свойств многокомпонентных составов по нередуцированным кинетическим схемам с помощью численного моделирования не всегда приводит к удовлетворяющим результатам ввиду огромной сложности расчетов [5], требующих недоступных на сегодняшний день вычислительных мощностей.
Для проведения экспериментов была спроектирована и собрана установка, соответствующая требованиям ГОСТ 12.1.044.2018, приведенная на рис. 1. Кроме того, на рис.2 приведена схема лабораторного стенда. Система нагрева и обеспечения температуры во взрывной камере состоит из термоизолированного шкафа с композитными стенками, конвективных нагревателей и вентилятора, необходимого для интенсификации конвекции. Предварительно камера откачивается с помощью вакуумного насоса, затем через магистраль подается смесь водорода и метана, после чего при помощи компрессора добавляется необходимый объем воздуха. Для зажигания используется взрывающаяся нихромовая проволочка, которая присоединена к системе зажигания. Данные о температуре и давлении передаются на измерительные приборы через термопару и датчики статического и динамического давлений. Для регулировки максимальной температуры внутри шкафа используется ЛАТР.
Критерием воспламенения является увеличение давления после зажигания более чем на 5%. Смесь считается негорючей, если она не загорелась ни разу в серии из 3 экспериментов. Границы зоны самоподдерживающегося горения находятся с точностью до 1% объемной доли газа. Для нахождения предела воспламенения многокомпонентных смесей была разработана комбинированная методика, включающая в себя бинарный поиск для определения примерного рассматриваемого диапазона, а затем деление этого диапазона на дискретные интервалы с интересующей точностью.
По результатам эксперимента были построены аналоги диаграммы Шапиро-Моффети для смеси водород-метан-воздух, показывающие область воспламеняемости смеси в зависимости от концентрации компонентов. На рис. 3 приведен пример диаграммы при начальной температуре 50°C и давлении 1 атм. В работе также представлены зависимости концентрационного предела от температуры и давления.
Результаты работы могут быть использованы для оптимизации параметров рабочего процесса в камерах сгорания энергетических установок и обеспечения пожаровзрывобезопасности при использовании в качестве топлива смесей метана с воздухом.
Создание технологии плазменной сепарации отработавшего ядерного топлива подразумевает под собой решение трех принципиальных задач: испарения и ионизации конденсированного вещества топлива или отходов, пространственного разделения потоков тяжелых и легких ионов и сбора отсепарированного вещества [1]. В рамках решения первой задачи необходимо создать источник, генерирующий поток однократно ионизованной плазмы со степенью ионизации близкой к 100%. В качестве такого источника предлагается использовать диффузную вакуумную дугу на подогреваемом катоде, так как она является перспективным вариантом решения данной задачи [2].
Плазмообразующей средой в данном типе разряда является пар катода. Таким образом, в катодном слое, являющимся областью наиболее интенсивных ионизационных процессов, наибольшая концентрация нейтральной компоненты. В результате чего достигается высокая степень ионизации выходящего из источника потока плазмы (до 100% [3]).
Разряд инициируется в цилиндрической вакуумной камере при давлении остаточных газов ⁓10—5 Торр. В эксперименте материал катода помещается в тугоплавкий тигель из молибдена, который разогревается при помощи электронно-лучевого подогрева. Температура варьируется от 1800 до 2500 К, подводимая к катоду мощность – до 2 кВт. Анод представляет собой молибденовый диск диаметром 100 мм с центральным отверстием диаметром 14 мм. Расстояние между катодов и анодом – 50 мм. Магнитное поле создается горизонтально расположенными катушками Гельмгольца. В ходе экспериментов ток разряда может варьироваться от 30 до 60 А, напряжение разряда от 5 до 40 В, магнитное поле от 0 до 500 Гс.
В данной работе был проведен спектральный анализ излучения плазмы дугового разряда с катодом из гадолиния для получения зависимости ионного состава плазмы от величины тока и напряжения разряда и внешнего аксиального магнитного поля. Для анализа зарядового состава плазмы были выбраны разрешаемые линии Gd, его однократного (Gd+) и двукратного (Gd++) ионов. Для сбора излучения плазмы использовался двухканальный спектрометр AvaSpec-ULS2048L-2-USB2: диапазон измерений – 200—965 нм, разрешение – 0,14—0,38 нм. Пример спектра излучения плазмы представлен на рис.1.
В приближении локального термодинамического равновесия, считая температуру электронов неизменной, интенсивности линий излучения ионов пропорциональны концентрациям соответствующих компонент [4]. Таким образом, из анализа изменения нормированных интенсивностей можно делать выводы о динамике изменения концентрации отдельных компонент.
Было проведено 2 серии экспериментов: в первой серии при фиксированном токе разряда (I1 = 40 A, I2 = 30 А) и магнитном поле (B1 = 0 Гс, B2 = 100 Гс) регистрировались эмиссионные спектры плазмы при изменении напряжения разряда от 5 до 30 В; во второй серии – при фиксированных напряжении и токе разряда (U = 6 В, I = 40 А) снимались спектры при изменении магнитного поля от 0 до 200 Гс. Пример полученных результатов представлен на рис.2.
По результатам экспериментов было обнаружено, что максимальным концентрациям однозарядной и нейтральной компоненты соответствуют напряжения разряда 5—7 В, что согласуется с ранее полученными результатами в отсутствии магнитного поля [5]. При увеличении магнитного поля интенсивности всех линий возрастают, причем интенсивность линии Gd+ остается на порядок больше других.
Таким образом, напряжения разряда 5—7 В (при токах разряда 30, 40 А) соответствуют максимальной концентрации однозарядных ионов, что удовлетворяет требованиям плазменной сепарации. Причем, было показано, что в магнитном поле возможно реализовать режимы с низким напряжением 5—6 В, увеличивая мощность ЭЛП. Таким образом, при повышении магнитного поля (до 200 Гс) увеличивается доля только однократных ионов. Это делает диффузную вакуумную дугу в магнитном поле одним из возможных источников плазмы, подходящим для задачи плазменной сепарации.
Исследование выполнено за счет гранта Российского научного фонда № 23-72-10073, https://rscf.ru/project/23-72-10073/
[1] Liziakin G. [et al.]. Plasma mass separation in configuration with potential well //Journal of Physics D: Applied Physics. 2021. V. 54(41): 414005.
[2] Usmanov R. A. [et al.]. Diffuse vacuum arc with heated cathode made of ceramic (CeO2) and metal (Cr) mixture //Plasma Sources Science and Technology. 2020. V. 29(1): 015004.
[3] Amirov R. K. [et al.]. Diffuse vacuum arc on the nonthermionic lead cathode //IEEE Transactions on Plasma Science. 2016. V. 45(1). P. 140—147.
[4] Лохте-Хольтгревен В. Методы исследования плазмы. Спектроскопия, лазеры, зонды. 1971.
[5] Амиров Р. Х. [и др.]. Исследование возможности применения диффузной вакуумной дуги как источника плазмы для разработки технологии плазменной сепарации ОЯТ и РАО //Ядерная физика и инжиниринг. 2014. V. 5(11—12). P. 952—952.
В последнее время одним из основных направлений развития энергетики является стремление к более высоким стандартам экологической безопасности. Всё большую актуальность приобретает использование энергетических установок с пониженным или нулевым уровнем выбросов загрязняющих веществ, что, в том числе, подразумевает применение технологичных видов углеродного биотоплива. Как следствие, интерес исследователей привлекают различные виды кислородсодержащих топлив, где полностью или частично отсутствуют C-C связи в скелете молекулы.
Одним из таких классов энергоносителей, способных в перспективе заменить дизельное топливо, являются полиоксиметилендиметиловые эфиры (оксиметиленовые эфиры, ОМЭn), которые представляют собой класс молекул с чередующимися атомами углерода и кислорода в основной цепи, насыщенной атомами водорода (структурная формула CH3-O-(CH2-O)n-CH3). Отсутствие углерод-углеродных связей в таких соединениях ведёт к замедлению образования сажи, вместе с тем обилие связей углерод-кислород приводит к более полному сгоранию, что также влияет на выход монооксида углерода и сажи.
Большинство олигомеров ОМЭ имеют физические, химические и топливные характеристики аналогичные свойствам дизельного топлива [1]. Эти сходства позволяют использовать традиционные схемы подачи дизельного топлива без существенных изменений, что положительно влияет на экономическую составляющую внедрения биотоплив в массовое пользование.
Несмотря на большой потенциал использования ОМЭ, понимание химии их окисления до сих пор остаётся весьма скудным, и на данный момент не существует общепринятой кинетической модели, охватывающей широкий диапазон экспериментальных условий. В связи с этим, особое внимание уделяют изучению окисления простейшего ОМЭ, диметоксиметана, также известного как ДММ, метилаль (структурная формула CH3-O-CH2-O-CH3). Хотя физические свойства ДММ далеки от свойств дизеля, именно он является исходным веществом для последующего исследования процессов окисления старших олигомеров ОМЭ [1]. В связи с этим, исследованию его окисления посвящён целый ряд работ [2–6]. Тем не менее, имеющиеся литературные данные по окислению и пиролизу ДММ всё ещё весьма ограничены, а для высоких температур и вовсе отсутствуют.
В данной работе кинетика высокотемпературного окисления диметоксиметана была экспериментально изучена с использованием прецизионного метода атомной резонансной абсорбционной спектроскопии (АРАС) на линии атома кислорода 130,5 нм. Исследование выполнено в смеси 10 ppm ДММ + 10 ppm N2O + Ar при температурах 1800–3200 К и давлениях 1,9–2,8 бар. Все эксперименты проведены за отражёнными ударными волнами на установке «НЕФРИТ», которая представляет собой высоковакуумную кинетическую ударную трубу диафрагменного типа. Благодаря возможности использования ультрамалых концентраций топливных компонентов, ударно-трубный эксперимент позволяет практически полностью исключить возможное влияние вторичных реакций между продуктами распада. В ходе проведения эксперимента были получены время-разрешённые абсорбционные профили атомарного кислорода, которые затем были переведены в соответствующие концентрационные профили с помощью разработанной ранее калибровочной зависимости.
Дополнительно было проведено кинетическое моделирование концентрационных профилей атомарного кислорода в пакете программ «Chemkin» с использованием одной из существующих современных моделей горения ДММ [6]. Результаты расчётов были сопоставлены с полученными экспериментальными данными в соответствующих условиях. Последующий анализ результатов сравнения позволил выделить ряд ключевых элементарных реакций, существенным образом влияющих на кинетику окисления ДММ в области высоких температур, что даёт возможность улучшить предсказательную способности всеобъемлющей модели горения оксиметиленовых эфиров.
В современной науке и технике проблема экранирования магнитного поля Земли остается актуальной задачей в различных сферах, таких как: разработка чувствительных измерительных устройств и систем навигации, производство медицинского оборудования, исследование материалов и разработка новых, а также исследования магниторецепции и влияния гипомагных условий на живые организмы. Также в последние годы особый интерес вызывают исследования, связанные с воздействием геомагнитного поля на жизнедеятельность человека, что актуально при планировании длительных экспериментов в условиях сниженного магнитного поля и расширении наших знаний о воздействии магнитных полей на биологические системы.
Для решения данной задачи существует несколько традиционных методов экранирования, включая использование сверхпроводящих материалов, установку пассивных экранов из материалов с высокой магнитной проницаемостью и активных систем, которые компенсируют магнитное поле с помощью внешних катушек [1]. Однако стоимость сверхпроводящих экранов может быть значительной. Для длительных экспериментов в геофизике, биологии и медицине часто применяются многослойные пассивные экраны. Примерами таких камер могут служить 8-слойная камера, созданная в Берлине, со степенью экранирования от 24·103 до 2·106 [2], 4-слойная камера из пермаллоя, известная как «камера космос» и обеспечивающая степень экранирования магнитного поля 105 [3], и 6-слойная камера из пермаллоя, которая обеспечивает степень экранирования 1630 раз [4]. Существуют также более простые решения, например 3-слойная камера из «мю-металла» с степенью экранирования 500 [5]. Интерес также представляет работа с применением тонких слоев аморфного железа. Например, двухслойная камера, созданная с использованием рулонных материалов, обеспечивает эффективность экранирования в 103 [6].
Все эти работы являются прекрасными примерами эффективного подавления магнитного поля Земли, однако задача более рационального использования материалов в обеспечение устойчивости и мобильности конструкции, а также ее стоимости, все еще актуальна. Из чего и вытекает цель данной работы – моделирование многопараметрической задачи топологической минимизации толщин используемых материалов (сталь, аморфное железо, пермаллой) при варьировании требуемых распределений гипомагнитных условий внутри рассматриваемого замкнутого гермообъема.
Для решения поставленной цели необходимо решить следующие задачи:
1. При фиксированных граничных условиях, которые моделируют условия проведения эксперимента, составляется пространственное распределение индукции магнитного поля внутри рассматриваемого замкнутого гермообъема.
2. Выбор начальных приближений параметрических слоевых значений исследуемых величин из требуемых значений экранировки магнитного поля Земли.
3. Cоставление среднеквадратичной ошибки минимизации функционала между требуемыми значениями и их расчётными аналогами, построенными по рассматриваемому замкнутому гермообъему.
4. Минимизация выбранного функционала невязки производится стохастическим методом имитации отжига, а также при ограничениях накладываемых на экранируемый гермообъем в виде минимально требуемой степени экранировки в каждой точке экранируемого пространства.
Алгоритм имитации отжига эффективен в пространствах переменных с множеством локальных оптимумов, что делает его подходящим для данной задачи оптимизации
5. Если сравнение разницы по модулю исследуемых параметров критерия останова итерационного процесса сходимости, то глобальный оптимум достигнут и исследуемые величины достигли своих минимально возможных значений. Если условие останова не выполняется, процесс 1-5 повторяется.
Таким образом разработан общий подход к решению задачи по моделированию многопараметрической задачи топологической минимизации толщин используемых материалов (сталь, аморфное железо, пермаллой) при варьировании требуемых распределений гипомагнитных условий внутри рассматриваемого многослойного замкнутого гермообъема. На основе полученных результатов делаются выводы о возможности достижения различных степеней экранирования при оптимальных параметрах многослойной конструкции (минимальный вес и стоимость). Это исследование предлагает перспективы для дальнейших исследований в области оптимизации магнитных экранов, что играет значительную роль в разнообразных областях науки и техники, включая электронику, геологию, фундаментальную физику, медицину и биологию.
В настоящее время бурно развивается метод плазменной сепарации элементов [1]. Одной из задач, встающей на этом пути, является создание источника плазмы со 100% степенью ионизации и единичной кратностью ионов. В качестве перспективного варианта решения рассматривается диффузный вакуумно-дуговой разряд с подогреваемым катодом [2] в магнитном поле. Настоящее исследование является частью цикла, направленного на изучение свойств такого разряда на металлических и оксидных катодах (в частности на Gd и CeO2) и поиску режимов, удовлетворяющих указанным требованиям. На текущем этапе работ для определения зарядового состава плазмы разряда рассматривается совокупность диагностических методов: спектрального и зондовых – с применением зонда Ленгмюра и конденсационного зонда [3]. Данная работа посвящена адаптации метода конденсационного зонда для исследования диффузного вакуумного дугового разряда на гадолинии в магнитном поле. Принципиальная схема эксперимента представлена на рис.1, где в процессе эксперимента напряжение между катодом и анодом Uразряда изменялось от 6 до 7 вольт, а напряжение зонда Uзонда было зафиксировано на 30 В.
На основании предшествующих исследований были произведены оценки параметров плазменного потока (энергии ионов до 10 эВ, концентрация ионов порядка 1013 см–3, геометрии). И на их базе был проведен расчет нагрева конденсационного зонда, где было учтено: тепловое излучение катода, потоки частиц плазмы, энергия рекомбинации при осаждении ионов, потенциал зонда, характерные размеры.
На имеющемся прототипе конденсационного зонда были проведены исследования плазмы вакуумного дугового разряда. В экспериментах фиксировался ток разряда I = 40 А, температура катода T = 1590–1600 К, напряжение разряда менялось в диапазоне Uразряда = 6–7 В, в качестве катодного вещества плазмы был взят ¬Gd. Измеряли значения среднего заряда плазмы дугового разряда в магнитном поле и без него (рис.2).
В результате получили увеличение значения среднего заряда плазмы от 0,6e до 0,8e при увеличении магнитного поля от 0 до 0,02 Тл.
Вышеперечисленные оценки и эксперименты составили ключевую часть исходных данных, позволивших разработать усовершенствованную конструкцию конденсационного зонда, с помощью которого планируется увеличить количество измерений, доступных в течение одного эксперимента (рис.3).
Данная работа подразумевает естественное продолжение – изготовление зонда и измерение с его помощью среднего заряда в плазменном потоке при различных режимах горения вакуумной диффузной дуги в магнитном поле.
Исследование выполнено за счет гранта Российского научного фонда № 23-72-10073, https://rscf.ru/project/23-72-10073/
Молекулярная динамика (МД) является распространенным методом вычисления термодинамических и кинетических свойств различных материалов. Достаточной точностью обладают расчеты, сделанные из первых принципов, например, с помощью теории функционала плотности (ТФП), однако молекулярная динамика (МД), основанная на ТФП, требует больших вычислительных ресурсов. Из-за высокой вычислительной сложности крупномасштабные первопринципные моделирования практически не реализуемы. Классическая МД, основанная на эмпирических потенциалах межатомного взаимодействия, достаточно быстра для моделирования большого количества частиц, однако уступает в точности ТФП. Потенциалы межатомного взаимодействия, основанные на нейронных сетях, позволяют производить моделирование вещества с точностью первопринципных методов и при этом со скоростью классической МД. Применение нейронных сетей в качестве потенциалов межатомного взаимодействия вполне естественно, поскольку потенциал в МД рассматривается как аппроксимация поверхности потенциальной энергии. Нейронные сети обеспечивают такую аппроксимацию, причем с любой заданной точностью [1].
В данной работе рассматривается создание нейросетевого потенциала на основе пакета DeepMd [2] и расчет термодинамических свойств жидкого натрия с помощью классической МД.
Основной сложностью создания нейросетевых потенциалов является отбор молекулярных конфигураций для формирования обучающей выборки. Конфигурации из выборки должны покрывать наибольший объем в фазовом пространстве для увеличения предсказательной способности модели и не быть подобными, чтобы избежать переобучения. Для оптимального формирования обучающей выборки в данной работе использовался метод активного обучения, реализованный в программном пакете DpGen. Суть активного обучения состоит в отборе конфигураций, которые дают наибольшее расхождение в предсказаниях потенциальной энергии нескольких параллельно обучаемых моделей [3]. Для отобранных конфигураций рассчитываются силы и энергия с помощью ТФП (в работе использован пакет VASP), затем конфигурация добавляется в обучающую выборку.
В результате работы был создан нейросетевой потенциал для моделирования натрия в жидкой фазе. Обучающая выборка содержит 3000 конфигурации из 128 атомов. Валидация потенциала производилась на конфигурациях атомов натрия, не участвовавших в обучении. Результаты предсказания энергии и сил с помощью полученной модели приведены на рис. 1. На рис. 2 представлены изохоры для жидкого натрия, полученные в результате моделирования системы из 250 атомов в NVT ансамбле с помощью программного пакета LAMMPS.
Переработка отработавшего ядерного топлива (ОЯТ) является серьезной экологической проблемой в современном мире[1]. Ее решение позволит не только снизить негативное влияние атомной энергетики на окружающую среду, но и увеличит экономический выход получения атомной энергии. Концепция плазменно-оптической масс-сепарации с потенциальной ямой, предложенная В.П. Смирновым[2], реализуется на практике в Лаборатории Плазменной Сепарации ОИВТ РАН, однако данная задача представляется весьма многогранной и требующей детальных высоконагруженных расчетов. Целью настоящей работы ставится разработка программного кода, который может быть широко использован для конструирования экспериментальной установки ЛаПлаС, что позволит сократить временные затраты и экономические ресурсы исследований[3].
Некоторое время назад В.С. Смирновым был разработан программный код PICSIMPL[3], использующийся по сей день коллегами, чьей задачей является непосредственно разработка экспериментальной установки для реализации идеи плазменной масс-сепарации ОЯТ. Данное решение проводит моделирование плазменно-сепарационных систем в двумерной геометрии на грубых сетках и обладает весьма внушительным средним временем расчета. Эти факторы могут замедлять работу коллег - экспериментаторов или же вовсе cделать невозможным моделирование целевых систем ввиду скорости расчетов.
В рамках проведенной работы был разработан программный код на языке C++, который представляет из себя ядро логики моделирования процессов плазменной сепарации в установке ЛаПлаС. Интеграция средств библиотеки pybind11 позволила разрабатывать код непосредственно симуляций на языке Python, что многократно упростило моделирование целевых процессов.
Кроме того, показано, что в сравнении с вышеупомянутым кодом PICSIMPL наше решение показывает ускорение более, чем в 50 раз, что позволит моделировать плазменно-сепарационные системы на более точных расчетных сетках, системы, размеры которых приближены к размерам реальных или же вовсе проводить моделирование систем в трехмерной геометрии.
Помимо этого, в работе предлагается метод численного решения уравнения Пуассона с применением средств библиотеки Eigen3 для языка C++, модифицированный средствами технологии распараллеливания расчетов по ядрам процессора. Интеграция подобного решения позволила достичь еще более значительных результатов в увеличение скорости моделирования по сравнению с решением, предоставляемым PICSIMPL.
[1] Stanek J. et al. Automated radiosynthesis of [18F] ciprofloxacin //Applied Radiation and Isotopes. – 2015. – Т. 99. – С. 133-137.
[2] Smirnov V. P. et al. Study of charged particle motion in fields of different configurations for developing the concept of plasma separation of spent nuclear fuel //Plasma Physics Reports. – 2013. – Т. 39. – №. 6. – С. 456-466.
[3] Smirnov V. S. et al. Simulation of ion flux of actinides and uranium fission products in the plasma separator with a potential well //Physics of Plasmas. – 2020. – Т. 27. – №. 11. – С. 113503.
Двухкомпонентная плазма представляет собой систему из двух различных видов заряженных частиц, обычно противоположных зарядов, например, ионов и электронов [1, 2]. Прямое моделирование данной системы с помощью классической молекулярной динамики затруднительно, поскольку при использовании потенциала Кулона, который имеет сингулярность на малых расстояниях между частицами, противоположные заряды сближаются на сколь угодно малое расстояние, а их потенциальная энергия неограниченно убывает [3]. Чтобы избежать такого поведения, необходимо учитывать квантовые свойства электронов, а именно соотношения неопределённостей Гейзенберга для стабилизации связных состояний электронов и ядер. Таким образом, решением этой проблемы может служить использование псевдопотенциала Кельбга [1], позволяя учесть квантовые эффекты при классическом рассмотрении системы. Псевдопотенциал Кельбга на малых расстояниях принимает конечное значение, величина которого определяется обратной величиной тепловой длины волны де Бройля, что ограничивает потенциальную энергию системы снизу, предотвращая ее коллапс.
Для использования термодинамических свойств плазмы в широкомасштабных расчетах необходимо их знание в термодинамическом пределе [4]. Различные потенциалы взаимодействия могут показывать разную скорость сходимости термодинамических величин по числу частиц [5]. Помимо этого, использование периодических граничных условий в моделировании позволяет ослабить зависимость от числа частиц. Развивая идею, разработанную в [6] для потенциала Эвальда, в работе [7] был получен обобщенный псевдопотенциал Кельбга, учитывающий эффекты от взаимодействия частиц расчетной ячейки со всеми периодическими образами.
В этой работе мы приводим результаты моделирования двухкомпонентной плазмы в области слабой и умеренной неидеальности методом классической молекулярной динамики в каноническом и микроканоническом ансамблях с использованием обычного и обобщенного потенциала Кельбга [3, 7]. Также мы исследуем влияние дальнодействующих эффектов на зависимость равновесной потенциальной энергии от числа частиц при фиксированном параметре неидеальности.
Утечка токсичных и легковоспламеняющихся химических веществ представляют серьезную опасность для общества, поскольку они влияют на экосистему и в конечном счете на здоровье человека. Для контроля концентрации газов, выделяемых предприятиями, были разработаны различные типы газовых датчиков. Наиболее перспективными считаются датчики хеморезистивного типа на основе производных графена благодаря их селективности, чувствительности, простоте изготовления, компактности, более низкой рабочей температуре и энергопотреблению. К настоящему времени в качестве газочувствительного элемента было синтезировано и опробовано большое количество производных графена. Наиболее известными считаются оксид графена (GO, Graphene Oxide) и восстановленный оксид графена (rGO, reduced Graphene Oxide).
В рамках теории функционала электронной плотности (DFT, Density Functional Theory) было исследовано влияние каждой из кислородосодержащих функциональных групп, находящихся в составе оксида графена и восстановленного оксида графена, на хеморезистивный отклик в присутствии ряда молекул токсичных газов (NH3, CO2, CO, H2S, NO2 и SO2). В данной работе были исследованы явления адсорбции на плоскости и краях химически модифицированного графена. Было рассмотрено три различных поверхности на плоскости и четыре различных поверхности с краем графена.
Расчеты проводились в рамках теории функционала плотности с использованием программного пакета VASP [1]. Обменно-корреляционный вклад в энергию был рассчитан с использованием мета - обобщенного градиентного приближения (meta - GGA) с функционалом R2SCAN. Для корректного описания ван – дер – ваальсовых взаимодействий между поверхностью и адсорбируемой молекулой был использован метод Гримме с дисперсионной коррекцией D3 [2]. Для расчетов была использована сетка Монхорста – Пака размером 5x5x1 с энергией обрезания плоских волн 600 эВ. Для расчета величины переносимого заряда между исследуемой молекулой и поверхностью использовался метод DDEC6 (Density Derived and Electrostatic Chemical Method) [3].
Было обнаружено, что гидроксильные и карбоксильные группы демонстрируют повышенную селективность и чувствительность газовых сенсоров. Было обнаружено, что графен с карбонильной группой подвергается необратимой хемосорбции NO2, что потенциально может привести к разрушению активного материала, ограничивая возможность вторичного использования газовых датчиков, особенно при комнатной температуре. Большинство молекул демонстрируют как донорное, так и акцепторное поведение на графене с кислородсодержащими функциональными группами, что подчеркивает важность тщательного отбора конкретных типов функциональных групп. Полученные результаты могут быть использованы в качестве основы для разработки активного материала на основе графена с кислородсодержащими функциональными группами для хеморезистивных газовых сенсоров.
Вопрос образования сажевых частиц в процессах горения и пиролиза углеводородов представляет интерес по причине повсеместного использования углеводородных топлив в промышленности, вследствие эксплуатации которых в атмосферу выбрасываются сажевые частицы и их прекурсоры – полициклические ароматические углеводороды (ПАУ). Сажа способствует глобальному потеплению [1], а многие соединения ПАУ являются канцерогенами [2]. Таким образом разработка моделей, описывающих выход сажи и ПАУ является важной задачей с точки зрения охраны окружающей среды и здоровья человека.
В работе были проведены исследования процессов пиролиза различных углеводородов (метана, этилена, ацетилена и бензола) за ударной волной. Углеводороды были разбавлены значительной долей аргона для предотвращения насыщения сигнала экстинкции. Исследования проводились на однодиафрагменной ударной трубе стандартной конструкции. С помощью метода экстинкции на разных длинах волн: 633, 405 и 313 нм, были получены температурные зависимости поглощения реагирующих смесей. Короткие длины волн позволяли отслеживать не только поглощение, обусловленное углеродными частицами, но и поглощение от молекулярных компонент реагирующей смеси. Согласно литературным данным [3] о сечении поглощения ПАУ, при уменьшении молекулярной массы соединения уменьшается максимальная длина волны, на которой можно наблюдать поглощения от данной компоненты смеси. Таким образом, на длине волны 405 нм возможно наблюдать поглощения обусловленное наличием в смеси ПАУ c 5 бензольными кольцами и больше, на длине волны 313 нм – с 2 бензольными кольцами и больше.
Полученные температурные зависимости оптической плотности имеют характерную «колоколообразную» форму для всех длин волн и всех исследованных смесей углеводородов за исключением поглощения в смеси ацетилена на 313 нм. В этом случае зависимость, достигая максимума, сохраняет примерно постоянное значение при дальнейшем увеличении температуры реагирующей смеси. Из экстинкции на длине волны 633 нм можно заключить, что наибольший выход сажи наблюдается в смесях бензола и ацетилена, наименьший – в смесях метана и этилена.
Для оценки поглощения от частиц и от молекулярных компонент смеси на длинах волн 405 и 313 нм были использованы литературные данные о спектральной зависимости оптических свойствах наночастиц углерода [4,5]. Проведенные оценки показали наличие значительного поглощения молекулярных компонент в смесях бензола и ацетилена на правой ветви «колокола», которое возможно объяснить наличием в смеси полиинов.
Было проведено кинетическое моделирование процессов, исследованных экспериментально, методами химической кинетики с использованием кинетического механизма группы CRECK. Результаты моделирования расходятся с экспериментальными результатами – выход сажи, согласно расчету, оказался наименьшим в смесях бензола и ацетилена. Такое расхождение можно объяснить отсутствием в кинетической схеме реализации полииновой модели образования частиц. В схеме присутствуют диацетилен и триацетилен, выход которых из бензола и ацетилена значительный и наибольший из рассматриваемых углеводородов и в дальнейшем углерод, запасенный в этих молекулах, не расходуется на рост и образование сажи.
По результатам проделанной работы получены температурные зависимости оптической плотности реагирующих смесей углеводородов на длинах волн 633 нм, 405 нм и 313 нм, показано, что характерная «колоколообразная» зависимость сохраняется при уменьшении длины волны зондирующего излучения кроме случая ацетилена на длине волны 313 нм. Наибольший выход сажи наблюдался в бензоле и ацетилене. Проведена оценка поглощения, обусловленного частицами на длинах волн 313 нм и 405 нм, из которой показано, что левая и правая ветви «колоколов» на данных длинах волн не могут быть объяснены только поглощением частиц и в экспериментах наблюдалось поглощение молекулярных компонент смеси. Проведено кинетическое моделирование процессов пиролиза исследованных в эксперименте углеводородов, показано, что расчетный выход сажи противоречит экспериментальным данным. Возможная причина того, что в кинетическом моделировании выход сажи из бензола и ацетилена меньше, чем выход сажи из метана и этилена заключается в отсутствии полиинового пути образования сажи.
На сегодняшний день практика применения низкотемпературной плазмы для обработки конструкционных материалов активно используется в промышленности. В частности, плазменные технологии применяются для синтеза и обработки порошковых материалов. Для этой задачи зачастую применяется нагрев исходного сырья в высокочастотном индукционном разряде и последующее диспергирование расплава, либо же его оплавление или испарение с дальнейшей переконденсацией в зависимости от вида технологии [1]. Для наиболее эффективной обработки порошковых материалов в индуктивно-связанной плазме необходимо глубинное понимание газодинамических процессов, протекающих в ней.
Количество теплоты, которое получит частица от нагревающего плазмоида при неизменной мощности, напрямую зависит времени ее нахождения ее в последнем. В свою очередь, на время нахождения частицы в плазмоиде влияют скорость и траектория ее движения. Известно, что вследствие скин-эффекта температурное распределение в индуктивно-связанной плазме неоднородно в поперечном сечении, и наиболее нагретые области в ней находятся ближе к поверхностному слою, а наиболее холодные – к приосевому. Таким образом, необходимо выбирать такую траекторию движения частиц порошка сквозь нагревающий плазмоид, чтобы его частицы проходили через наиболее горячую зону. Численные и натурные исследования по дестабилизации потоков газа с целью прохождения переносимых в нем частиц порошка сквозь наиболее нагретые области индуктивно-связанной плазмы подробно рассмотрены в [2].
В рамках данной работы рассматривается влияние расхода транспортного газа Ar, переносящего частицы корунда, на скорость их движения сквозь плазму и, соответственно, на время их нахождения в последней. В качестве объекта исследования выбрана кварцевая плазменная горелка (СТЕКО ЛТД, Санкт-Петербург, Россия) с четырехвитковым медным индуктором, представленная на рис. 1. Порошок корунда вводился в плазму через водоохлаждаемый зонд, срез которого был зафиксирован на уровне второго сверху витка индуктора. Таким образом, протяженность той части нагревающего плазмоида, сквозь которую проходят частицы корунда после выхода из порошкового зонда, в данной конфигурации составляет 140 мм.
При прохождении частиц корунда сквозь индуктивно-связанную плазму, они начинают светиться, что позволяет использовать их в роли трассирующих элементов. Для видеофиксации процесса прохождения частиц порошка сквозь плазму применялась высокоскоростная камера Memrecam HX-4. Временное разрешение съемки составило t = 1 мс. Полученный кадр представлен на рис. 2.
По времени прохождения видимой на кадре части плазмоида, составляющей 80 мм, определялась скорость движения частицы по формуле:
$\theta = \frac{80 \times 10^{-3}}{n \times 10^{-3}}$
где $\theta$ — скорость частицы, $n$ — количество кадров, за которое частицы преодолевают видимую часть плазмоида. Для уменьшения погрешности скорость оценивалась по движению 8 различных частиц для каждого значения расхода транспортного газа. Для анализа были выбраны 4 величины расхода транспортного газа – в 3, 4, 5 и 6 л/мин. Исходя из экспериментально измеренной скорости движения частиц и известной длины плазмоида, вычислялось время нахождения частиц в зоне нагрева. Результаты оценки представлены в табл. 1.
Результаты измерения продемонстрировали устойчивую закономерность уменьшения времени нахождения частицы порошка в области нагрева с ростом расхода транспортного газа. Данная информация позволит оптимизировать режимы обработки порошковых материалов в индуктивно-связанной плазме.
Метод молекулярной динамики уже десятки лет используется для моделирования свойств веществ. Важно, что с помощью данного метода можно численно исследовать термодинамические свойства веществ в областях, практически недоступных для анализа методами статистической физики. Методика подвижного окна [1] позволяет на атомистическом уровне рассматривать длительные динамические процессы, такие как распространение ударных волн, фронта волны плавления или кристаллизации, и многие другие явления. Ранее нами была разработана программа для компьютерного моделирования вещества с использованием метода молекулярной динамики с подвижным окном. Также ранее проводились исследования состояния вещества за фронтом ударной волны в смеси газов с помощью данной среды.
В данной работе для проверки адекватности используемой модели результаты моделирования состояния за фронтом ударной волны сравниваются с результатами экспериментов и другими работами по компьютерному моделированию. При компьютерном моделировании использовался метод молекулярной динамики (MD), в котором численно решались уравнения движения Ньютона для системы взаимодействующих частиц, где силы и потенциальные энергии частиц рассчитывались с использованием потенциала Леннард-Джонса:
V_LJ=4ε(σ/r)^12-(σ/r)^6.
Для первого сравнения было проведено моделирование для аргона в прямоугольном ящике с периодическими граничными условиями. Начальные условия были заданы в соответствии с работой [2]. В ходе моделирования газ приводился к нужной температуре с помощью термостата, после чего молекулы двигались без внешнего воздействия на систему. Полученное состояние было сопоставлено с результатами работы [2].
Далее была разработана методика расчета ударной адиабаты в аргоне. Были проведены расчеты для газа с потенциалом Леннард-Джонса и для квазиидеального газа (с ослабленным потенциалом Леннард-Джонса). Используя метод подвижного окна [1], [3], возможно получить стационарное состояние с фронтом ударной волны в пределах расчетной области и собрать статистические данные. Для получения стационарного положения фронта ударной волны в расчетной области использовался метод подвижного окна. Его положение (скорость втекания вещества) регулировалось параметром ω=(x_front-x_out)/(x_front0-x_out), где x_front – текущее положение фронта, x_front0 – желаемое положение фронта, x_out – положение области выхода. Если ω>1, то скорости всех частиц смещались на dv=|u_in |-v_shock, иначе – на dv=min(┤| u_out |,5м/с). Схема расчетной области изображена на рис. 2.
В областях за и перед фронтом ударной волны шириной 20 нм. собирались данные о состоянии вещества. Для квазиидеального газа состояние за фронтом сравнивалось с предсказанным по уравнению ударной адиабаты (рис. 1). Для неидеального газа -– с данными из работы [4].
В результате моделирования в подвижном окне была построена ударная адиабата для идеального газа и была сравнена с теоретической. Также была получена ударная адиабата для газа с потенциалом Леннард-Джонса и сравнена с данными экспериментов. Были обнаружены определенные расхождения с теорией и экспериментом.
Формула для расчета давления идеального газа на ударной адиабате:
$P_1 = P_0 \frac{(\gamma + 1)\sigma - (\gamma - 1)}{(\gamma + 1) - (\gamma - 1)\sigma}$, где $\sigma = \rho_1 / \rho_0$
Сходимость результатов атомистического моделирования классических и вырожденных кулоновских систем по числу частиц (или эффекты конечных размеров) остается главной проблемой для получения корректных термодинамических функций в пределе бесконечного числа частиц при фиксированной плотности (т. е. в термодинамическом пределе) [1]. Наибольшее влияние на скорость этой сходимости оказывает потенциал взаимодействия между заряженными частицами.
В данной работе анализируется влияние метода суммирования Эвальда на скорость сходимости термодинамических свойств однокомпонентной плазмы (ОКП) [2, 3] по числу частиц, в сравнении с усеченным кулоновским взаимодействием. Для этого производится моделирование методом Монте-Карло в кубической ячейке с периодичными граничными условиями.
В первом случае, в качестве потенциала взаимодействия используется потенциал Эвальда, а также усредненный по углам потенциал Эвальда (УУПЭ) [4]. Эти потенциалы, в отличие от кулоновского, имеют конечный радиус действия и учитывают дальнодействующие кулоновские эффекты. Во втором случае, взаимодействие между частицами описывается с помощью кулоновского потенциала, усеченного на некотором расстоянии. При этом, для расчета потенциала в некоторой точке ячейки рассматривается суммирование по сферической и кубической области [1]. В результате, в случае усеченного кулоновского потенциала взаимодействия частиц в основной ячейке со всеми периодическими образами не учитываются.
Результаты моделирования показывают, что в диапазоне слабой неидеальности методы дают сравнимую скорость сходимости по числу частиц, хотя и с небольшим преимуществом в случае кулоновского потенциала. Тем не менее, в диапазоне умеренной и сильной неидеальности включение эффектов дальнодействия с помощью техники Эвальда значительно повышает точность расчетов, особенно при малом числе частиц (около 100). Мы ожидаем увидеть аналогичные преимущества метода Эвальда по сравнению с обычным кулоновским потенциалом при моделировании невырожденной двухкомпонентной плазмы с помощью метода молекулярной динамики [5, 6].
Также с помощью данных работ [2, 4] была произведена коррекция уравнения состояния ОКП, представленного в статье [7].
К пониманию физического мира можно подойти на многих уровнях, от подробных квантово-механических расчетов на субатомном уровне до представления макроскопических свойств групп атомов, как единого целого. В настоящее время для описания систем стало активно применяться молекулярное моделирование, включающее от 106 до 109 атомов. Это количество частиц позволяет рассчитать макроскопические свойства веществ. Особый интерес представляет атомистическое моделирование свойств вещества в метастабильных и нестабильных областях фазовой диаграммы. Целью настоящей работы ставится реализация условий моделирования, при которых исследуемый образец путём изоэнтропического расширения попадает из флюидной в нестабильную область жидкость-газ.
Для достижения поставленной задачи используется свободно доступная компьютерная программа для молекулярного моделирования под названием Large-scale Atomic/Molecular Massively Parallel Simulator (LAMMPS) [1]. В работе используется схема моделирования, напоминающая эксперименты с ударными трубами. Исследуемый образец, находящийся в состоянии с высоким давлением, помещается рядом с веществами различной плотности. После чего начинается процесс симуляции, в ходе которого в ячейке моделирования наблюдается процесс распространения ударной волны и волны разрежения. Программа позволяет записывать состояние системы в различные моменты времени, наблюдать за скоростями волн, рассчитывать все необходимые термодинамические величины, такие как плотность, температура, давление.
В работе показано, что при постановке преград низкой плотности образец разгружается до состояния, соответствующего положению двухфазной области. Однако однородное состояние не успевает сформироваться. Реализуется сложное волновое течение, отличающееся от теоретических представлений, следующих из решения задачи о распаде произвольного разрыва [2].
В ходе численных экспериментов было принято решение об использовании веществ с низкой атомной массой для получения преград низкой плотности с высокой концентрацией частиц. Это изменение позволит уменьшить влияние пористости преграды, а также более детально изучить процессы, происходящие на границе раздела, на атомарном уровне. В работе будут представлены профили распределения различных величин в процессе адиабатического расширения и их теоретический анализ, а также приведены анимации процесса расширения.
Фемтосекундное лазерное абляционное удаление конденсированных веществ является одним из ключевых процессов в нано- и микромасштабной обработке поверхности материалов. Метод лазерной печати позволяет дешево и массово создавать наноструктуры на кремниевой основе. Однако, несмотря на перспективность этой технологии, фундаментальные процессы, лежащие в основе фемтосекундной лазерной абляции, до сих пор плохо изучены. На практике это может проявляться в виде случайных деформаций поверхностей пятен абляции.
В данной работе для исследования взаимодействия фемтосекундного лазерного импульса с кремнием используется метод молекулярной динамики в сочетании с двухтемпературной моделью [1,2]. Полученные результаты показывают, что ключевую роль в процессе абляции пленок кремния играет значительное изменение плотности при плавлении полупроводника. Построенная модель позволяет прогнозировать поведение пленок кремния при облучении фемтосекундным лазерным импульсом. Были получены пороговые энерговклады и профили давления в 2D и 3D постановках расчетов. Верификация модели проводилась на примере абляции объемного кремния. Рассчитанные для этого случая пороговые энерговклады показали хорошее согласие с имеющимися экспериментальным данными [3,4].
Для проведения экспериментов с газовыми смесями помимо пропорций, составляющих необходимо знать время их полного перемешивания. Для этой цели проведена серия экспериментов по определению скоростей потоков и распределения концентраций в баллоне объёмом 40 л. Исследовались два типовых случая: инжекция водорода в изначально неподвижный воздух и инжекция воздуха в изначально неподвижный водород. Варьировались конечные состав и давление смеси, а также объёмный расход инжектируемого газа. Скорость потока и концентрация смеси контролировались в трёх точках по высоте баллона.
В настоящее время известны следующие типы датчиков концентрации водорода: электрохимические, инфракрасные, акустические и термокондуктометрические. Каждый из них обладает своими достоинствами и недостатками, например, электрохимические обладают высокой чувствительностью, но при этом обладают ограничением в определении концентрации водорода до 20 об.%, что является недостаточным при исследовании смешения водорода [1]. Инфракрасные датчики применимы для обнаружения низших алканов, алкенов и т.д. Применение оптических датчиков ограничено концентрациями водорода до 4 об.%, также они отличаются нестабильностью измерений [2]. Термокондуктометрические датчики обладают достаточно высокой чувствительностью к присутствию в воздухе таких газов как водород, гелий и неон, т.е. газов имеющих высокую теплопроводность [3], при этом они могут использоваться для измерения концентрации водорода во всём диапазоне от 0 до 100 об.%. В работе [4] проводились исследования комбинации датчиков концентрации водорода для обнаружения утечек водорода при транспортировке.
Целью настоящей работы является исследование смешения водорода с воздухом, а также определение скоростей потоков, возникающих в процессе перемешивания. Так как концентрация водорода при создании водородно-воздушной смеси менялась от 10 до 60 об.% использовались сборки, состоящая из двух датчиков IST FS7, один из которых был открытый и расположенный вдоль потока газа, второй – закрытый проницаемым колпачком, расположенный перпендикулярно потоку. В каждом эксперименте снимались показания с трёх сборок, расположенных на разной высоте.
На рис. 1 представлен график зависимости скорости потока газа и концентрации водорода от времени в процессе наполнения ёмкости объёмом 40 литров до абсолютного давления 4 атм. Заполнение ёмкости водородом и воздухом производилось последовательно. Сначала, вакуумированная ёмкость наполнялась водородом до давления 1,6 атм, соответствующему 40 об.% смеси, затем, при помощи расходомера Bronkhorst F201A/V, ёмкость заполнялась воздухом с заданной скоростью 5 л/мин до давления 2,4 атм. На рис. 1 вертикальная линия показывает момент окончания наполнения. В данном эксперименте время остановки потоков составляет 13 минут после окончания наполнения ёмкости. За это же время концентрация водорода достигает стационарного значения.
В результате экспериментов получены времена остановки потоков и смешения водорода с воздухом по всему объёму в зависимости от выбора неподвижного и инжектируемого газов, скорости инжекции, конечных состава и давления водородно-воздушной смеси.
Работа выполнена при поддержке Российского научного фонда, грант №23-29-00267.
Управление поведением и определение статистических свойств кулоновские структуры одноименно заряженных пылевых частиц микронного размера в электродинамической ловушке является одной из основных задач при экспериментальном изучении однозарядной плазмы, при создании фильтровальных и очистительных устройств и разработке новых технологий.
В предыдущей работе [1] нами были определены границы областей удержания и возникновения неустойчивости движения заряженной частицы, показана зависимость движения частицы не только от отношения ее заряда к ее массе, как следует из системы уравнений Матье, но и от силы трения, которая пропорциональна размеру движущейся частицы и является составляющей уравнения Ланжевена, описывающего движения частицы в среде. В случае наложения дополнительного электрического поля заряженные частицы, находящиеся с обеих сторон от границы устойчивости могут реагировать двояко, в зависимости от полярности и фазы приложенного напряжения. Частица, находящаяся внутри ловушки, может либо покинуть ловушку, либо остаться в ней. Частица за границей устойчивости без дополнительного электрического поля покинет ловушку, однако, при наложении дополнительного воздействия, она может начать двигаться по устойчивой траектории.
В работе представлен эксперимент и расчет воздействия внешним постоянным электрическим полем на кулоновскую систему внутри квадрупольной электродинамической ловушки.
Ловушка помещалась между двумя плоскими металлическими пластинами. Нижняя пластина заземлена, на верхнюю подавалось постоянное напряжение. Система заряженных частиц полидисперсной смеси оксида алюминия устойчиво удерживается внутри ловушки.
В работе показано, что при повышении постоянного внешнего напряжения на верхней пластине с 2 до 4 кВ — система сдвигается к верхним электродам. При напряжении 6 кВ состояние частиц в верхней части структуры менее устойчиво. И при напряжении 7 кВ часть системы удерживается над ловушкой. При снятии постоянного напряжения система возвращается в исходное устойчивое положение.
Выполнен расчет воздействия постоянным внешним полем на частицу в изначально устойчивом состоянии в ловушке. При повышении напряжения на внешних пластинах расчет также дал сдвиг частиц вверх, потерю устойчивости и вылет частицы из ловушки при приближении к верхним электродам. В этом приближении расчет с экспериментами согласуется.
Таким образом, подтверждена возможность управления кулоновскими структурами постоянным внешним полем.
В работе выполнена экспериментальная проверка возможности сепарации полидисперсной смеси заряженных частиц с помощью ловушки. Основной параметр, определяющий удержание частицы ловушкой, это отношение заряда частицы к ее массе q/m. При уменьшении напряжения на электродах ловушки электрическое поле не сможет удерживать частицы с наименьшими значениями q/m, которые будут выпадать под действием силы тяжести. Самое малое q/m будет у частиц большего размера, так как заряд на частице пропорционален радиусу или площади поверхности (квадрату радиуса), в зависимости от способа зарядки; а масса пропорциональна радиусу в кубе.
Для эксперимента использовался полидисперсный порошок оксида алюминия Al2O3. Подтверждена возможность сепарации, в работе приведены результаты.