КВАЗИВАКУУМНЫЙ ТЕРМОЭЛЕКТРОННЫЙ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЬ ТЕПЛОВОЙ ЭНЕРГИИ В ЭЛЕКТРИЧЕСКУЮ Российский патент 1999 года по МПК H01J45/00 G21D7/04 

Изобретение относится к технике преобразования тепловой энергии в электрическую, а более конкретно - к прямому преобразованию тепла термоэмиссионным способом, и предназначено для использования в качестве источников электрической энергии в наземных и космических установках.

Известен термоэмиссионный преобразователь тепловой энергии в электрическую, содержащий подогреваемый катод и охлаждаемый анод, разделенные межэлектродным зазором [1]. Температура анода в таком преобразователе ниже температуры катода, что исключает возможность повторного использования тепла, выделяющегося на аноде, и ограничивает КПД преобразователя.

Задачей изобретения является обеспечение генерации электрической энергии в преобразователе при температуре анода, большей температуры катода, и использование тепла, выделяющегося на аноде, для подогрева катода следующего элемента.

Данная задача решается таким образом, что в квазивакуумном термоэлектронном преобразователе тепловой энергии в электрическую, содержащем зубчатые электроды и формирователь магнитного поля, электроды выполнены из плоских пластин с нанесенными на их поверхность треугольными канавками, образующими периодическую систему зубьев, при этом напротив выступов одного зубчатого электрода и впадин противоположного установлены экранирующие пластины шириной (2-3) r_л, электрически соединенные с соответствующим электродом, где r_л - ларморовский радиус электрона в магнитном поле преобразователя, а формирователь магнитного поля установлен таким образом, что однородное магнитное поле перпендикулярно поверхности электродов.

На фиг. 1 представлена схема термоэлектронного преобразователя, выполненного по данному изобретению, на фиг. 2 - поверхность зубчатого электрода, на фиг. 3 - схема электрода с наклонным магнитным полем, на фиг. 4 - схема зубчатого электрода и траектории электрона в магнитном поле, на фиг. 5 - зависимость доли захваченных электродов от положения участка эмиссии на поверхность зуба с углом наклона для различных значений r_л, на фиг. 6 - характер изменения плотности тока по длине электрода (фиг. 1) с экранирующими пластинами, на фиг. 7 - конфигурация электродов преобразователя и характер распределения плотности тока вдоль них, на фиг. 8 - вольт-амперная характеристика преобразователя, на фиг. 9 - оценки зависимости плотности мощности и удельной мощности от температуры электродов и межэлектродного расстояния d и на фиг. 10 - система координат для расчета величины тока.

Преобразователь работает следующим образом. Как будет показано ниже, в магнитном поле, перпендикулярном поверхности зубчатого электрода, средняя плотность тока эмиссии из впадины меньше средней плотности тока с выступа за счет большей доли эмиттированных электронов, захватываемых смежными эмиттирующими плоскостями у впадины. Тогда, экранируя соответственно выступы одного электрода и впадины противоположного, можно увеличивать или уменьшать ток с электрода.

Так, например, если в зазоре преобразователя установлены экранирующие отражающие пластины, то они сильнее уменьшают ток с электрода, напротив выступов которого они расположены, и поэтому суммарный ток электронов при одинаковой температуре электродов направлен к электроду, выступы которого заэкранированы этими пластинами.

Рассмотрим термоэмиссионный квазивакуумный диод, электроды которого выполнены из плоских пластин с нанесенными на их поверхность треугольными канавками, так что они образуют периодическую систему зубьев с шагом 2а (фиг. 1, 2). Найдем распределение плотности тока эмиссии с такого электрода в однородном магнитном поле, перпендикулярном его поверхности.

В работе [2] показано, что если вектор напряженности магнитного поля H направлен под углом α к эмиттирующей поверхности (фиг. 3), то плотность тока с такой поверхности за счет захвата эмиттируемых электронов, вращающихся вокруг линий напряженности магнитного поля с радиусом r_л, эмиттирующей поверхностью уменьшается до величины
j = j₀sinα,
где
j₀ - плотность тока эмиссии.

Если угол наклона вектора H к поверхности зуба равен α и r_л << a, где r_л - радиус ларморовской окружности электрона, то плотность тока с элемента поверхности, удаленного от края зуба на расстояние z >> r_л (фиг. 4), равна j_z = 0,7 j₀.

Однако в областях размером - r_л в окрестности границ зуба ситуация меняется. У вершины зуба доля захваченных электронов уменьшается в связи с уменьшением поверхности электрода, которая может захватывать электроны. Действительно, в пределе при z -> 0 плотность тока можно получить, интегрируя спектр эмиссии для электронов, скорость которых направлена от эмиттировавшего их электрода. Тогда для точки B в случае , интегрируя спектр эмиссии в пределах (фиг. 10), j_B = 0,85j₀, т.е. j_B > j_Z.

У впадины зуба захват электронов увеличивается за счет захвата электронов поверхностью расположенного рядом зуба. Величина доли захваченных электронов, по-видимому, зависит от величины напряженности магнитного поля, но не может быть меньше, чем 0,5j₀. По этой причине в точке A
j_A < j₀•0,5 и j_B > j_Z > j_A.

Величина плотности тока на остальных участках должна монотонно изменяться в этом диапазоне.

Решение задачи и расчеты плотности тока с поверхности зуба в зависимости от величины магнитного поля с учетом захвата электронов обеими поверхностями зуба приведены ниже.

При решении предполагалось, что в диоде реализован квазивакуумный режим и что
μ ≥ ϕ, r_d≪ d,
где
μ - электрохимический потенциал плазмы межэлектродного пространства;
ϕ - работа выхода материала электрода;
r_d - радиус Дебая;
d - величина межэлектродного расстояния. В этом случае можно считать, что плотность тока эмиссии с поверхности определяется уравнением Ричардсона,

где
A - постоянная Ричардсона;
T - температура электрода;
k - постоянная Больцмана,
причем существование задерживающего электроны приэлектродного скачка потенциала ΔV = μ-ϕ учитывается заменой в этом уравнении ϕ на μ. Можно также утверждать, что при наличии такого скачка все электроны, которые достигают поверхности электрода, будут им захвачены. Кроме того, предполагалось, что электрическое поле в объеме отсутствует, кроме относительно тонкого слоя Дебая, т.е. dY /d_Z, dY/d_Y = 0.

Результаты расчетов подтверждают сделанные ранее из качественного анализа выводы. На фиг. 5 приведена доля захваченных электронов S_захв = 1 - j_Z/j₀ для разных участков зуба. Каждая кривая соответствует определенному значению H и соответственно r_л.

Численные расчеты показали, что действительно для z >> r_л j_Z = 0,7j₀, j_B = 0,85j₀ и j_A = 0,45j₀.

Следует обратить внимание и на зависимость изменения j от r_л. Чем меньше r_л, тем меньше длина, на которой происходит изменение от j_A и j_B к j_Z. Чем больше r_л, тем на большие расстояния от выступа и впадины распространяется влияние периферийных значений j, что соответствует качественным представлениям о механизме захвата электронов в этой системе.

Особенностью спектра эмиссий с зубчатого электрода в магнитном поле, перпендикулярном поверхности, является его достаточно сильная неравномерность по длине. Плотность тока меняется периодически (с периодом 2а); в области выступа она максимальна, в области впадин минимальна. Если экранировать отражающими или эмиттирующими пластинами различные участки электрода, то можно получать разные величины суммарного тока с зубчатого электрода.

Например, если отражающие экраны устанавливаются напротив выступов, то ток с такого электрода уменьшается сильнее, чем в случае установки таких экранов напротив впадин. Если в качестве экранов использовать пластины из того же материала, что и эмиттеры, то при установке их у выступа должно наблюдаться уменьшение тока, а при установке напротив впадины будет наблюдаться увеличение тока, т.к. плотность тока у впадины меньше, чем плотность тока с плоского электрода.

Используя такие зубчатые эмиттеры с частичной экранировкой поверхности в качестве электродов квазивакуумного термоэмиссионного диода, можно получать результирующий электрический ток, даже если их температура одинакова.

Заметим, что ситуация принципиально не меняется, если зубчатый электрод имеет двумерную геометрию, т.е. выступы выполнены в виде пирамид или конусов.

Рассмотрим несколько возможных схем таких диодов. Пусть, например, диод образован двумя зубчатыми электродами, смещенными относительно друг друга на расстояние "a", так что выступы одного электрода находятся напротив впадин другого (фиг. 1). Предположим теперь, что напротив выступов верхнего электрода установлены экраны, отражающие электроны, и что диод помещен в однородное магнитное поле, вектор напряженности которого перпендикулярен поверхности электродов и отражающих пластин. В качестве экранов могут быть использованы, например, пластины с более высокой работой выхода; ширина пластины (2-3)r_л.

Тогда электроны, эмиттируемые участками электродов, расположенными напротив экранов, на противоположные электроды не попадают, а после отражения от экранов возвращаются на эмиттировавший их участок. Это приводит к уменьшению тока с электродов, причем ток с электрода, у которого отражающие экраны расположены у выступов, уменьшается сильнее (фиг. 6). Таким образом, в межэлектродном зазоре за счет различного уменьшения плотности тока отражающими экранами у выступов и впадин и, как следствие, различных величин токов с электродов J₁ и J₂ возникает результирующий поток электронов от электрода 2 к электроду 1.

Ситуация принципиально не меняется, если используется не отражающий экран, а экран из того же материала, из которого изготовлены основные электроды. И в этом случае ток с электрода, выступы которого расположены напротив экрана, уменьшается сильнее, т.к. плотность тока с выступа больше, чем плотность тока с соответствующего участка плоской поверхности экрана. В рассмотрении, результаты которого приведены на фиг. 6, для величин j₁ и Δ j_2-1 предполагалось, что экран электрически соединен с электродом 1, выступ которого он экранирует. Однако результирующий ток не меняет направления, если экран соединен с электродом 2. В такой схеме плотность тока с экрана выше, чем плотность тока из впадины, напротив которой этот экран расположен. Таким образом, замена эмиттирующих участков в окрестности выступа или впадины зуба эмиссией с расположенного напротив них плоского эмиттирующего экрана приводит соответственно к снижению или увеличению плотности тока в этих областях, а значит, и соответствующему изменению общего тока с электрода.

Максимальная разница токов при использовании эмиттирующих экранов может быть получена в системе с двумя рядами экранов. Один из них электрически соединен с электродом 1 и экранирует его выступы, второй - с электродом 2 и экранирует его впадины. Одна из возможностей практической реализации этой схемы представлена на фиг. 7.

Оценим величину удельной объемной мощности, которая может быть получена в рассматриваемом диоде. Будем считать, что реализован квазивакуумный режим с μ ≥ ϕ и, следовательно, вольт-амперная характеристика элемента в области генерации представляет собой экспоненту (фиг. 8)
j = j_кз exp (-V/kT),
где
V - напряжение на нагрузке;
j_кз - ток короткого замыкания.

Тогда, как известно, максимальная мощность может быть получена при напряжении V = kT и, следовательно, плотность мощности с единицы поверхности
N = (j_кз • kT)/e.

В принятой модели j_кз= Δj_2-1. Считая, что изменение j_Z в зависимости от z можно аппроксимировать линейным законом (см. фиг. 3, кривая для r_л = 0,05 см), нетрудно получить, что характерное значение средней плотности тока
Δj_2-1≈ 0,1j₀.
В элементе с равновесной термической ионизацией цезия плотность тока зависит от длины свободного пробега электронов и температуры электродов. Величины N и W в зависимости от температуры представлены на фиг. 9. При использовании вольфрамовых электродов объемная плоскость мощности может достигать величины 0,1 - 1,0 МВт/м³. При этом предполагалось, что в электрогенерирующей зоне удается получить удельное содержание эмиссионной поверхности ≈ 2 - 3 см²/см³.

Основным фактором, ограничивающим увеличение удельной мощности, является относительно высокие значения μ из-за низкой величины степени ионизации термически равновесной плазмы при практически приемлемых значениях величины межэлектродного зазора, длины свободного пробега электронов и температуры преобразователя. Это ограничение может быть преодолено в схеме с неравновесной ионизацией плазмы. В этом случае уменьшение μ может быть достигнуто за счет дополнительного подвода внешней энергии на ионизацию, а снижение работы выхода электродов может быть достигнуто за счет введения в межэлектродный зазор, например, паров бария.

Литература
1. Н.Д. Маргулис. Термоэлектронный (плазменный) преобразователь энергии. Госатомиздат, 1961 г.

2. Schock A. Effect of magnetic fields on themionic power genefatiors. J. Applied Phys, 31, N 11, p. 1978 - 1981, 1960.

Использование: в качестве источников электрической энергии в наземных и космических условиях. Технический результат заключается в увеличении КПД и создает условия для повторного использования тепла, выделяющегося на аноде, для подвода его к катоду следующего за ним элемента. Квазивакуумный термоэлектронный преобразователь содержит зубчатые электроды, причем напротив выступов одного электрода и впадин противоположного электрода установлены экранирующие пластины, при этом электроды и пластины установлены таким образом, что вектор напряженности магнитного поля перпендикулярен поверхности электродов и пластин, а электрод-анод имеет температуру большую, чем электрод-катод. 10 ил.

Квазивакуумный термоэлектронный преобразователь тепловой энергии в электрическую, содержащий зубчатые электроды и формирователь магнитного поля, отличающийся тем, что электроды выполнены из плоских пластин с нанесенными на их поверхность треугольными канавками, образующими периодическую систему зубьев, при этом напротив выступов одного зубчатого электрода и впадин противоположного установлены экранирующие пластины шириной (2 - 3)r_л, электрически соединенные с соответствующим электродом, где r_л - ларморовский радиус электрона в магнитном поле преобразователя, а формирователь магнитного поля установлен таким образом, что однородное магнитное поле перпендикулярно поверхности электродов.