Die diffusionspumpe ihre physik und technik

Die Diffusionspumpe |hre P h y ~ k Rnd Technik* R. JAECKEL

Universit~'t Bonn, Deutschland Die Wechselwirkung yon physikalischer Forschung und technischer Entwicklung wird am Beispiel der Diffusionspumpe besprochen. Die Erfindung Gaede's und ihre Ausgestaltung durch Gaede selbst und zahlreiche andere Forscher gibt der Technik neuartige Mittel an die Hand, die yon der Fabrikation yon Vakuumri~hren his zum Bau moderner Vakuumgrossapparaturen reichen. Die sich hierbei ergebenden Anforderungen wirken zuriick auf die Ausgestaltung der Pumpen. Aber nicht nur der Technik, sondern auch der physikalischen Grundlagenforschung insbesondere der Atomphysik lieferte die Diffusionspumpe grundsiitzlich neue Miiglichkeiten. Die dadurch stets wachsenden Anforderungen an die Leistungen der Pumpen gaben wiederum Anlass zu weiteren Untersuchungen iiber die physikalischen Vorgdnge in den Diffusionspumpen selbst. Diese f&derten schliesslich ihrerseits neuere Untersuchungen und Erkenntnisse iiber rein physikalische Probleme wie die Strdmung in verdiinnten Gasen beispielsweise bei hohen Mach'zahlen (Diisenstri~mungen). als sie bisher bekannt waren, und bis zu niedrigeren Drucken als dies bisher m6glich war. Gaede fand nun, dass man durch Anwendung der physikalischen Gesetze der Diffusion in Gasen diese Aufgabe 16sen k6nnte. Die L6sung besteht darin, dass Gase von Orten h6herer Konzentration zu Stellen niedrigerer Konzentration durch Diffusion gelangen und zwar selbst dann, wenn ausser dem diffundierenden Gas der gesamte Raum noch mit einem zweiten Gas erft~llt ist, dessen Teildruck sogar wesentlich hfher sein kann, als der Teildruck des diffundierenden Gases. Handelt es sich bei dem zweiten Gas z. B. um einen str6menden Dampf, so ftihrt dieser das durch Diffusion in ihn eingedrungene Gas fort. Dieser Vorgang kann also dazu ausgenutzt werden, das erste Gas an dem Ort ursprfinglich h6heren Teildruckes zu verarmen, d. h. zu evakuieren. Dieses ist der Gaede'sche Grundgedanke, dessen physikalische Richtigkeit nicht bestritten werden kann. Trotzdem hat es in sp~iterer Zeit vielfach zu Polemiken geftihrt, obgleich alle sp/iteren Konstruktionen yon Duffusionspumpen von diesem Gaede'schen Grundgedanken Gebrauch machen. Hinzu kommt nur noch die Gaede'sche Forderung eines Diffusionsspaltes. Ein enger Spar war notwendig, da die ersten Gaede'schen Pumpen mit kleinen Dampfgeschwindigkeiten arbeiteten. Bei den modernen Pumpen mit grossen Dampfgeschwindigkeiten k f n n e n die ursprtinglich engen Spalte sehr weit (bis zu mehreren dcm) dimensioniert werden. Ausserdem ist diese Bedingung bei grossen Dampfgeschwindigkeiten nicht unbedingt notwendig, sondern im wesentlichen eine Okonomiebedingung. Abb. 1 zeigt das Schema der ersten Gaede'schen Diffusionspumpe, die, wie bereits erw/ihnt, noch mit kleinen Geschwindigkeiten des str6menden Quecksilberdampfes betrieben wurde. Demgegen~iber bedeutete die Diffusionspumpe von Langmuir (Abb. 2) schon einen Fortschritt, da sie mit gr6sseren Dampfgeschwindigkeiten arbeitete und daher einen weiteren

VOR etwa 45 Jahren am 25 September 1913 meldete der damalige Privatdozent Dr. Wolfgang Gaede eine Vorrichtung zum Evakuieren beim Deutschen Patentamt an. Sie trfigt die Nummer D R P 286 404. Dies war die Geburtsstunde der Diffusionspumpe. Hierdurch wurde eine ausserordentlich fruchtbare technische Entwicklung ausgel6st. Betrachten wir hierzu nur die GliJhlampe, Verst~irkerr6hren, Sender6hren, das Fernsehen, die Funkortung und die Quecksilberdampfgleichrichter. Aber auch weite Gebiete der reinen physikalischen Forschung wurden durch sie erst erm6glicht. Genannt seien nur Atomphysik, Kernphysik und die Ausnutzung der Kernenergien. Es lohnt sich daher wohl heute riickblickend den historischen Ablauf der Entwicklung der Diffusionspumpe etwas n~iher zu verfolgen. Ausserdem ist diese Entwicklung typisch ffir die ganz allgemeine Wechselwirkung zwischen Physik und Technik. Am Anfang steht im allgemeinen eine technische Aufgabe, die durch ein physikalisches Prinzip gel6st wird. Im ersten Stadium der Entwicklung erfolgt dann die technische Ausgestaltung des physikalischen Prinzips. Die so gefundenen technischen L6sungen geben aber dann ihrerseits der physikalischen Experimentierkunst neue M6glichkeit. Im zweiten Entwicklungsstadium erfolgt die physikalisch wissenschaftliche Durchdringung der technischen Konstruktion um diese zu verbessern und zu rationalisieren. Auch dieses zweite Stadium hat seine Rfickwirkungen auf die reine Physik einerseits dadurch, dass es Impulse gibt zu physikalischen Untersuchungen fiber die Vorg~nge in den technischen Konstruktionen und dar~iberhinaus geben diese verbesserten technischen Konstruktionen auch der physikalischen Experimentiertechnik neue M6glichkeiten. Betrachten wir n u n im einzelnen die historische Entwicklung der Diffusionspumpe. Am Anfang stand die Aufgabe, Gef~isse zu evakuieren und zwar mit einfacheren Mitteln,

* Paper presented at the First International Congress on Vacuum Techniques, Namur, 10-13 June 1958. 209

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R. JAECKEL

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ABB. 2. Diffusionspumpe nach Langmuir. D Quecksilbersiedegef~iss, F Dampfsteigrohr, E Umkehrdiise, P Diffusionsspalt (Diffusionsfl~iche), A Kondensationsfl~che, B Vorvakuumanschluss, C Ansaugstutzen.

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ABB. I. Erste Quecksilberdiffusionspumpe yon Gaede. Der in dem Siedegefass Q entwickelte Quecksilberdampf gelangt zun~ichst in den Dampfraum A und str6mt dann zwischen den Rohren a und b nach oben. Beim Vorbeistreichen an dem Diffusionsspalt e nimmt er das durch f angesaugte Gas dutch Diffusion auf und in den Vorvakuumraum mit. Das Vorvakuum ist bei C angeschlossen. Der dutch die Wasserkiihlung m n kondensierte Quecksilberdampf l~uft als fliJssiges Quecksilber durch das Innere des Rohres a nach Q zuriick.

Diffusionsspalt zuliess und somit gr6ssere Sauggeschwindigkeiten erzielte. Sie zeigt ausserdem schon die auch heute noch vielfach gebr~iuchliche F o r m der Diffusionsd0se als Umkehrdiise. Einen weiteren Schritt in Richtung auf h o h e Str6mungsgeschwindigkeiten des Quecksilberdampfes stellte die Diffusionspumpe von Crawford (Abb. 3) dar, die als Treibd0se fiir den Quecksilberdampf eine Lavaldfise verwendet. D a m i t ist nun aber auch die Entwicklung der Queeksilberdiffusionspumpe im Prinzip abgeschlossen. Die Quecksilberdiffusionspumpe hat noch den Nachteil, dass sie zur Erzielung von Totaldrucken unter 10 -3 T o r r K0hlfallen ben6tigt. Es bedeutete daher einen Fortschritt, als yon Burch im Jahre 1929 statt Quecksilber neue Treibmittel angegeben wurden, die bei der Temperatur des KOhlmantels der Diffusionspumpen D a m p f d r u c k e v o n 10 -6 T o r r und darunter hatten, und die es also erm6glichten, entsprechend niedrige D r u c k e ohne Verwendung von Kfihl-

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ABB. 3. Diffusionspumpe nach Crawford. Q Quecksilbersiedegef~ss, D1 Lavaldiise f~ir den Treibdampf, e Diffusionsspalt (Diffusionsflhche), C Ansaugstutzen, g Vorvakuumanschluss.

fallen zu erzielen. Burch verwendete als Treibmittel hochsiedende Mineral61fraktionen, die dutch Destillationen im H o c h v a k u u m gewonnen wurden, sogenannte Apiezon61e. Alsbald wurden dann yon H i c k m a n n chemisch einheitliche Substanzen angegeben, die ebenfalls bei R a u m t e m p e r a t u r D a m p f d r u c k e unter 10 -6 T o r r batten, Diese neuen Treibmittel besassen aber noch den Nachteil, dass sie im Betrieb durch thermischen Zerfall und Oxydation Zerfallsprodukte bildeten, die h6here D a m p f d r u c k e besassen und damit das erzielbare V a k u u m verschlechterten. Technisch brauchbar wurden daher die 01diffusionspumpen erst durch die Einf'tihrung der fraktionierenden 01diffusionspumpen (Abb. 4),

Die Diffusionspumpe ihre Physik und Technik

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U m die Diffusionspumpe ftir diese grosstechnischen Aufgaben in rationeller Weise leistungsf~ihig zu machen, war es notwendig, die in ihr ablaufenden physikalischen Vorg~inge theoretisch zu durchdringen und zu diesem Zweck im einzelnen experimentell zu durchforschen. Hierum haben sich besonders bemtiht, in /ilterer Zeit Gaede selbst, dann Lan g m u i r , Molthan und Matricon, in neuerer Zeit Jaeckel, Dayton, Witty, Alexander, Blears, N611er, Kutscher, Reich sowie auch Florescu. D a e s schwierig ist, die physikalischen Vorg~inge in den Diffusionspumpen in voller Strenge zu berechnen, geht man zweckm~issiger Weise so vor, dass man sie durch vereinfachte Modellstellungen ann~ihert. Die Vorg/inge in den vereinfachten Modellen k6nnen dann durchgerechnet werden. Die sich hieraus ergebenden Konsequenzen ftir das Betriebsverhalten der Diffusionspumpen lassen sich dann schliesslich mit den Werten vergleichen, die bei den Diffusionspumpen im technischen Betrieb beobachtet wurden. Die einfachste Form einer solchen Modellvorstellung wurde yon Matricon angegeben (Abb. 5). Die rechte H~ilfte der Abbildung zeigt

AaB. 4. Dreistufige 01fraktionsdiffusionspumpe aus Metall. Sauggeschwindigkeit 250 I/s, Vorvakuum 0,3 Torr. Der an der wassergekfihlten Kondensationsfl~tche niedergeschlagene 01dampf 1/tuft in flfissiger Form in das Siedegef~iss zur0ck. Die drei iibereinander befindlichen Pumpstufen stehen im Fl0ssigkeitsraum des Siedegef~isses miteinander in Verbindung, haben abet getrennte Dampfsteigrohre. In dem /~ussersten der drei konzentrischen Ringe steigt zun/ichst der leichtest verdampfbare Anteil des Treibmittels in Dampfform auf und dient zum Betrieb der DOse, die dem Vorvakuum am nachsten gelegen ist. Schwerer siedende Anteile verdampfen in dem mittleren der drei konzentrischen Ringe. In den innersten gelangen so schliesslich nur noch die am schwersten verdampfbaren Anteile mit dem niedrigsten Dampfdruck. bei denen die Zerfallsprodukte durch Destillationsprozesse in der Pumpe in kurzer Zeit von der Hochvakuumseite auf die Vorvakuumseite gebracht und dadurch unsch~idlich gemacht werden. U m die Weiterffihrung der fraktionierenden 01diffusionspumpen hat sich insbesondere Hickmann bemtiht. Ihr Betriebsverhalten wurde insbesondere von Hickmann, Jaeckel, Dayton und in neuerer Z e i t von Latham, Power und Dennis untersucht. Dies ist etwa die Entwicklung der Diffusionspumpe bis zum Jahre 1935. Damit war auch das erste Stadium ihrer technischen Ausgestaltung abgeschlossen. Durch dieses erste Entwicklungsstadium wurde vor allen Dingen die Technik der R6hren (Elektronik) und die Atomphysik befruchtet. Zu Beginn des zweiten Entwicklungsstadiums zeichnete sich die M6glichkeit zum Bau grosser Leistungsf~ihiger Diffusionspumpen ohne K~ihlfalle schon ab. Damit setzte die Anwendung des Hochvakuums ffir grosstechnische Anlagen ein. Von den hierbei ausge~ibten Verfahren seien genannt Molekulardestillation, die Vakuum-Metall-Bedampfung grosser Spiegel, die Vakuum-Aufdampfung yon optischen Antireflex-Belegungen, die Teilchenbeschleuniger ffir die Kernphysik, die Gefriertrocknung, die Vakuummetallurgie sowie Vaku'um-Impr~ignieranlagen. Als neues Element kam der Dampfstrahlsauger als abgewandelte Form der Diffusionspumpe hinzu.

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ABB. 5. Rechts : Schema der Vorghnge in einer Diffusionspumpe. A Eintritt des Treibdampfes in die DOse 1, ab Trennfl/iche zwischen Treibdampf und dem bei C eintretenden angesaugten Gas, D wassergek0hlte Kondensationsflache for den Treibdampf, B Vorvakuum. L i n k s : Modellanordnung hierf0r, daneben Diagramm for den Verlauf des Gasdruckes p von x = 0 bis X = L u n d der Verlauf der Gasdichte ng.

das vereinfachte Schema einer Diffusionspumpe. Ein von A kommender Dampfstrom wird in der Lavaldtise 1 beschleunigt und tritt bei a kegelf6rmig aus der Dtise aus. Er trifft auf die wassergekiihlte Wand D und wird dort kondensiert. Die Fl~iche a...b ist Trennfl~iche zwischen dem Dampfstrom und dem bei C angesaugten Gas. Dieses tritt durch die Fl~iche a...b durch Diffusion in den Dampfstrom ein und wird yon diesem in das Vorvakuum bei B gef6rdert. Abb. 5 linke Hiilfte zeigt die ersatzweise behandelte Modellanordnung. Hiernach wird angenommen, dass aUe Dampfmolektile yon der Fliiche a...b starten und mit gleicher Geschwindigkeit w nach abw~irts laufen und dass sie hier nach Erreichen der Fl~iche L kondensiert werden. Der Dampfstrom hat dabei auf der ganzen Strecke zwischen x = O und x = L die konstante Dampfdirchte nd. Die bei C angesaugten Gasmolektile treten durch Diffusion durch die Fl~iche a...b in den Dampfstrom ein und werden von diesem nach abw~irts gef6rdert bis sie schliesslich nachdem der D am p f selber hinter der Stelle x = L kondensiert ist,

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in das Vorvakuum bei B abgegeben werden. Die Gasmolek~ile m6gen oberhalb der Fl~iche a...b die Dichte v und unmittelbar unterhalb der F1/iche a...b im Dampfstrorn die Dichte n~ (O) haben. Damit ergibt sich ftir die Anzahl der Gasmolektile N die pro Zeiteinheit durch die Diffusionsfliiche F mehr yon oben nach unten in den Gastrom hinein als von unten nach oben aus demselben austreten, die Beziehung N = {F~(v--nSg(O))

Ftir irgendeine Stelle x ergibt sich for die Mitnahme des abgepumpten Gases aus dem Hochvakuumraum in den Vorvakuumraum der Wert wnSg(x) und die Rtickdiffusion aus dem Vorvakuumraum in den Ansaugraum entgegen den str6menden Dampf (und zwar infolge des im Vorvakuumraum h6heren Gaspartialdruckes) zu D dn~(x)/dx. Als Differenz dieser beiden Gr6ssen hat der Gastransport infolge der Saugwirkung S der Pumpe den weft vs vs = w nSg(x) -- D dn~(x)/dx

mit s = S / F

(3)

Die L6sung dieser Differentialgleichung unter Berticksichtigung der Randbedingung 1 liefert ftir den Fall des End druckes, d. h. vs = 0 mit Do = D/nd In p(L)/p(O) = Lndw/Do

(4)

Hieraus folgt also, das Verhiiltnis vom Druck auf der Vorvakuumseite p(L) zum Druck auf der Saugseite p(0) (Enddruck) bzw. der Verlauf von Druck p und Gasdichte ng im Dampfstrom zwischen x = 0 und x = L (siehe das Diagramm auf der linken Seite der Abb. 5). Ftir das Verhalten der Pumpe bei ge6ffnetem Ansaugstutzen bei C, (d. h. also bei Sauggeschwindigkeit) gilt vs4~O. Dann folgt aus der Gleichung 3 E 1 .

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(5)

4 1 + c/4w Wie die Prtifung yon technischen Pumpen gezeigt hat, gibt die Gleichung 5 die Abh~ingigkeit der Sauggeschwindigkeit v o n d e r Gasart (~) und v o n d e r Str6mungsgeschwindigkeit des Dampfes (w) richtig wieder. Dagegen sollten nach diesem einfachen Modell die spezifische Sauggeschwindigkeit s unabh~ingig v o n d e r Gr6sse der Diffusionsfliiche F und auch unabhiingig v o n d e r Heizleistung sein, was beides in Widerspruch mit der Erfahrung steht. U m dieses Verhalten zu erkliiren ist daher ein verbessertes ModeU notwendig. Dies erhiilt man dutch Berticksichtigung des sogenannten Dampfsaumes, siehe Abbildung 6, rechte Hiilfte. Danach wird ein kegelf6rmig aus einer Lavaldtise austretender Dampfstrom (mit etwa der kegeligen Begrenzungsfliiche a...b) von einem Dampfsaum (schraffierte Fl~iche in Abb. 6 rechts) umgeben, der daher rtihrt, dass in dem Dampfstrom, der aus der Dtise austritt, immer einige Molektile eine so grosse nach riickwiirts gerichtete Komponente der thermischen Geschwindigkeit haben, dass sie den Dampfstrom durch die Fliiche a...b naeh rOckwiirts verlassen k6nnen und dort den Dampfsaum

AaB. 6. Rechte Seite : Schema der Vorg~tnge in einer Diffusionspumpe (zweite N~herung, Dampfsaum).

Links : Modellanordnung hierzu, das Diagramm zeigt wieder den Verlauf yon Gasdruck p und Gasdichte ng zwischen x = 0 und x = L.

zwischen der Fl/iche a...b und a...e bilden. Dieser Sachverhalt wird durch das verbesserte Modell (Abbildung 6, links) ber0cksichtigt. Hierin wird angenommen, das yon der Fliiche a...b nach abw/irts Dampfmolek01e mit der Geschwindigkeit w' und der Zahl pro cm 3 n'd fliegen und dass eine kleinere Anzahl yon DampfmolekOlen yon derselben Fl~iche mit der Geschwindigkeit w" und der Zahl pro cm 3 n ' d nach aufwgrts bis zur Begrenzungsflgche a.,.e fliegen. Durch analoge Betrachtungen wie bei Abb. 5 kann man jetzt zeigen, dass die Dichteverteilung der angesaugten Gasmolektile im Dampfstrom n}(x) und ebenso der Gang des Partialdruckes pg durch das in Abb. 6 gezeigte Diagramm gegeben ist, wonach also die Dichte yon x = 0 bis x = 1 zun~ichst abnimmt und dann bis x = L wieder ansteigt. Die angesaugten GasmoleMJle mtissen also zuniichst entgegen einer Dampfstr6mung n'd.W" (im Dampfsaum) bis zur Flfiche a...b diffundieren. Dort gelangen sie in einen Dampfstrom, der sie in Richtung auf das Vorvakuum mitnimmt. Die Existenz des Dampfsaumes f0hrt damit zu einer Verschlechterung des Druckverh/iltnisses p(L)/p(O) zwischen Vorvakuumdruck und Enddruck und gleichfalls zu einer Herabsetzung der spezifischen Sauggeschwindigkeit s. Der Einfluss des Dampfsaumes wS.chst mit seiner Tiefe. Andererseits nimmt die Breite des Dampfsaumes (2 1, siehe Abb. 6, rechts) mit der Breite der Diffusionsfl/iche a...b zu. Im Hinblick auf die ()konomie der Diffusionspumpen sollte daher die Breite des Dampfsaumes und damit die Breite der Diffusionsfl~iche ein gewisses Mass nicht Oberschreiten. Diese Grenzbedingung ergibt sich daraus, dass die sch~idliche Wirkung des Dampfsaumes entffillt, wenn die mittlere freie Wegl~inge der Gasmolektile im Dampfsaum gr6sser ist als die Breite 2 1 des Dampfsaumes. Es ist damit gleichzeitig eine Grenzbedingung ffir die Breite der Diffusionsflgche. Sie entspricht der Gaede'schen Forderung nach einem Diffusionsspalt ftir Diffusionspumpen mit kleinen Dampfgeschwindigkeiten. Aus dem Modell der zweiten N~iherung folgt ausserdem, dass die spezifische Sauggeschwindigkeit s mit zunehmender Heizleistung, d.h. mit zunehmenden Str6mungsgeschwindigkeit des Dampfes zuniichst anwiichst (siehe Abb. 7). Nach

Die Diffusionspumpe ihre Physik und Technik Erreichung eines Optimalwertes f/ilk die spezifische Sauggeschwindigkeit dann bei weiter zunehmender Heizleistung wieder ab, weil nunmehr die Dichte der Dampfmolekfile n ' d im Dampfsaum so grosse Werte annimmt, dass die angesauten Dampfmolektile den Dampfsaum nicht mehr ohne St6sse durchfliegen k6nnen. Zur Erlangung noch weitergehender Kenntnisse tiber die Vorg/inge in Diffusions und Dampfstrahlpumpen kommt man nicht mehr mit Modellvorstellungen aus, sondern man muss nunmehr experimentelle Untersuchungen tiber die wirklichen physikalischen Vorg/inge in den Pumpen durchftihren (siehe hierzu Abb. 8). Die Diffusions- und Dampfstrahl-pumpen unterscheiden sich in ihrem Aufbau dadurch, dass bei den Dampfstrahlpumpen eine voll ausgebildete Staudtise vorhanden ist. Diese k6nnen daher auch gegen h6here Vorvakuumdrucke arbeiten als die Diffusionspumpen. Charakteristische Unterschiede zeigen auch die Kurven ftir

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ABB. 7. Sauggeschwindigkeit einer 01diffusionspumpe in Abh~ngigkeit vom Ansaugdruck ftir verschiedene Heizleistungen.

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DAMPFSTRAHLPUMPE

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ABB. 8. Schema des Aufbaues einer Diffusioespumpe links und einer Dampfstrahlpumpe rechts. Darunter die Kurven ffir die z/~geh6rigen Sauggeschwindigkeiten in Abh~ngigkeit yore Ansaugdruck. die Sauggeschwindigkeit in Abh~ingigkeit vom Ansaugdruck. Dutch Erh6hung der Heizleistung l~isst sich bei der Diffusionspumpe die Kurve for die Sauggeschwindigkeit in Abh~ingigkeit vom Ansaugdruck in die ftir Dampfstrahlpumpen charakteristische F o r m tiberftihren (siehe Abb. 8, das untere Diagramm). Ftir die Untersuchung der physikalischen Vorg~inge in den Pumpen sind 3 wesentliche Teile zu unterscheiden, der Treibstrahl, die Durchmischung und die Vorg~inge in der Staudtise. Abb. 9 zeigt einen Quecksilberdampfstrahl, der mit Ober-

schallgeschwindigkeit aus einer Lavaldtise austritt. Man sieht, wie die Weite des 0ffnungskegels mit zunehmendem Dampfdruck am Eintritt in die Lavaldtise (Kesseldruck P0) zunimmt und gleichzeitig auch die Abh~ingigkeit vom Gasdruck p in der Umgebung der Diisenmiindung. Durch h6here Gasdrucke wird der 0ffnungskegel zusammengedrtickt. Abb. 10 zeigt die verschiedene F o r m der Durchrnischung zwischen angesaugtem Gas und dem Dampfstrom (nach N611er) : bei Diffusionspumpen, d. h. bei niedrigen Dampfdrucken gilt die linke H~ilfte der Abb. 10 und bei Dampfstrahlpumpen, d. h. bei hohen Dampfdrucken in der

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P, =5,0 Tort

P,=30 Torr

ABB. 9. Str6mungsbilder ffir den aus einer D/isenmtindung austretenden Quecksilberdampf in Abh~ngigkeit vom Druck am Eintritt in die Dfise P0 und vom Druck p in der Umgebung der Dfisenmtindung (nach N611er).

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D a m p f s t r 6 m u n g , die rechte Hfilfte in der A b b . 10. Bei niedrigen D a m p f d r u c k e n k a n n das G a s d u t c h Diffusion gleichf6rmig den g a n z e n D a m p f s t r o m d u r c h d r i n g e n , wfihrend es bei h o h e n D a m p f d r u c k e n n u r in die R a n d p a r t i e n der D a m p f s t r 6 m u n g d u r c h Diffusion e i n d r i n g e n k a n n . Dies erkliirt die verschiedenen F o r m e n der Sauggeschwindigkeits k u r v e n in Abh/ingigkeit v o m A n s a u g d r u c k bei d e n b e i d e n P u m p e n a r t e n (siehe A b b . 17). D i e A b b . 11, 13 u n d 15 zeigen das V e r h a l t e n y o n ~ b e r s c h a l l 6 1 d a m p f s t r 6 m u n g e n in Staudtisen n a c h K u t s c h e r u n d i n s b e s o n d e r e das A u f t r e t e n y o n schr/igen u n d geraden V e r d i c h t u n g s s t 6 s s e n in diesen Staudasen. Bei niedrigen G a s d r u c k e n in der U m g e b u n g der D t i s e n m t i n d u n g ( A b b . 11) breitet sich der Offnungskegel v o n d e r D t i s e n a u s t r i t t s 6 f f n u n g

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ABB. 10. Schema f/Jr die Eindringtiefe yon Lufl durch Diffusion in den" Treibdampfstrahl (nach N611er). Links fiir niedrige Dampfdrucke (Diffusionspumpe) ; rechts ffir h6hrer Dampfdrucke (Dampfstrahlpumpe).

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STROMUNGSRICHTUNG

ABB. 11. Gasdynamische Konstruktion des Str6munsverlaufes beim Austritt einer OldampfstrSmung aus einer Lavaldfise bei niedrigem Aussendruck. Ansaugdruck 5 x 10-2 Torr ; Vorvakuumdruck 0,7 Torr.

Die Diffusionspumpe ihre Physik und Technik

215

ABB, 12. Photographische Aufnahme eines Str0mungsbildes entsprechend Abb. 11,

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ABB, 13. Gasdyaamische Konstruktion des Str0mungsverlaufes ffir den Fall erh/~hten ~usseren Gegendruckes (0,1 Tort) und bei

hohem Vorvakuumdruck (1,7 Torr).

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14. Photographische Aufnahme eines Str6mtmgsbildes entsprechend Abb. 13, /

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SrR~MUN~SR~CHTUNG

ABe. 15. Strgmlmgskonstruklion ffir den Fall hoher Drucke in der Umgebung der D6senmtindung, Ansaugdruck I Torr,

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R. JAECKEL

ABB, 16. Photographische Str6mungsaufnahme zu Abb. 15.

bis zur Staudtisenwand aus und 16st dort schrfige Verdichtungsst6sse aus. Bei h6heren Gasdrucken (Abb. 13) kommt es zu einem geraden Verdichtungsstoss. Abb. 15 zeigt wie bei einem hohen Ansaugdruck der Austrittskegel der Dampfstr6mung aus der Treibdiise soweit zusammengedrtickt wird, dass der Dampfstrom die Staudtisenwand nicht mehr erreicht. Die Abb. 12, 14, 16 zeigen jeweils photographische Aufnahmen von experimentellen beobachteten Str6mungen zum Vergleich mit den zugeh6rigen Konstruktion en des Str6mungsverlaufes aufgrund gasdynamischer Berechnungen (Abb. 11, 13 u. 15). Aus diesen Beobaehtungen ergibt sich die Erklfirung ffir das verschiedenartige Verhalten von Diffusions- und DampfDIFFUSIONSPUMPE

DAMPFSTRAHLPUMPE

strahlpumpen in Bezug auf die Form der Sauggeschwindigkeitskurve in Abh~ingigkeit vom Ansaugdruck (siehe Abb. 17). Bei der Diffusionspumpe (links) ist der Gasdruck in der Umgebung der D~senm~ndung stets so klein, dass er ohne Einfluss auf die Weite des 0ffnungskegels bleibt. Die Sauggeschwindigkeit ist daher im gesamten Arbeitsbereich nahezu konstant, anders bei den Dampfstrahlpumpen (siehe Abb. 17, rechte Hfilfte). Bei niedrigen Ansaugdrucken ist die WeRe des 0ffnungskegels so gross, dass die Randschichten in die das Gas nur durch Diffusion eindringen konnte, garnicht bis in die Staud~ise gelangen. Die resultierende Sauggeschwindigkeit der Pumpe ist sehr gering. Bei wachsenden Ansaugdrucken wird der Offnungskegel schliesslich soweit zusammengedr~ckt, dass die mit Gas beladenen Randpartien der Dampfstr6mung in die Staud0se hineinkommen. Die Sauggeschwindigkeit erreicht ihren Maximalwert (siehe das darunter stehende Diagramm). Bei noch welter anwachsenden Ansaugdrucken wird schliesslich der

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ABB. 17. Schema for den Verlauf der TreibdampfstrOmung nach Austritt aus der Treibdtise. Links : bei niedrigen Drucken (Diffusionspumpe). Rechts : bei h6heren Drucken (Dampfstrahlpumpe). Darunter Diagramme ftir die Sauggeschwindigkeit in Abh~ingigkeit vom Ansaugdruck in allen darunter Sauggeschwindigkeitskurven ftir verschiedene Gase (obere Kurve : H~ ; untere Kurve : Luft).

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40 Temperaturm

60

80

100

°C

ABB. 18. Dampfdruck yon Octoil als Funktion der Temperatur (untere Kurve). Obere-Kurve Ionisierung des Restdampfes einer mit Octoil betriebenen Pumpe (nach Reich).

Die Diffusionspumpe ihre Physik und Technik 0ffnungskegel der Dampfstr6mung soweit zusammenger0ckt, dass die Dampfstr6mung die Staud0se nicht mehr vollst~indig abschliesst. Demzufolge kann jetzt Gas aus dem Vorvakuumraum durch den Randteil der Staud0se, der von der Dampfstrfmung nicht erf011t wird, zur Ansaugseite zuriickstr6men und damit die wirksame Saugwirkung der Pumpe wieder herabsetzen (siehe das darunter stehende Diagramm). Auch die Abh~ingigkeit der Sauggeschwindigkeit von der angesaugten Gasart ergibt sich aus den obigen Beobachtungen in Ubereinstimmung mit der Erfahrung (siehe die Diagramme in der untersten Reihe der Abb. 17). Misst man bei 01diffusionspumpen den erreichbaren Enddruck, so findet man in vielen Fallen Werte, die h6her liegen als dar Dampfdruck des Treibmittels bei der Kiahlwassertemperatur. Zur Untersuchung dieser Frage hat Reich auf der Saugseite einer Diffusionspumpe ein lonisationsmanometer angebracht, wobei gleichzeitig die M6glichkeit bestand, den Messraum mit dem Ionisationsmanometer und die Kondensationsfl~iche der angeschlossenen Oldiffusionspumpe mittels eines Thermostaten auf gleiche Temperatur zu bringen. Die auf diese Weise von Reich gemessene Ionisation in Abh~ingigkeit v o n d e r Temperatur zeigt Abb. 18, obere Kurve. Zum Vergleich ist die unabh~ingig davon mit anderen Methoden gemessene Dampfdruckkurve (Abb. 18, untere Kurve) mit eingetragen. Man sieht, dass beide Kurven bei h6heren Temperaturwerten mit konstantem Abstand zueinander parallel verlaufen, d. h. also, dass bei hohen Drucken die Ionisation dem Dampfdruck des reinen Treibmittels proportional ist, d. h. also, dass im wesentlichen der reine Treibmitteldampf for den Enddruck massgebend ist. Anders sieht der Verlauf der gemessenen Ionisationskurve bei niedrigen Temperaturen aus. Man sieht, dass bei niedrigen Temperaturen die Ionisationskurve nicht mehr zur Dampfdruckkurve parallel verUiuft, sondern nach oben gegen0ber der verl~ingerten Gerade abbiegt und zwar in einem von der Temperatur unabh~ingigen Absolutbetrag Ap.

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Diese Messung legt die Deutung nahe, dass bei niedrigen Temperaturen und Drucken nicht kondensierbare Zersetzungsprodukte des ursprfinglich reinen Treibmittels einen merklichen Anteil an dem vorhandenen totalen Restdruck ausmachen. Dies steht im Einklang mit massenspektrometrischen Messungen yon Reich und N611er unter Verwendung eines Omegatrons (siehe Abb. 19). Als Ursache for den erh6hten Enddruck der 01diffusionspumpen wurde ausser demVorhandensein der oben genannten Zersetzungsprodukte von verschiedenen Autoren ein zurfickfliegen der TreibmittelmolekLile unmittelbar aus der Dampf-

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ABB. 20. Lochkameraanordnung zur Aufnahme der Riickstr6mung yon Olmolekiilen aus dem Treibdampfstrahl nach rLickwfirts in den evakuierten Rezipienten (nach Ruf und Winkler).

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ABB. 19. Massenspektrum in einer mit Oldampf betriebenen Diffusionspumpe, aufgenommen mittels eines Omegatrons (Reich und N611er).

Alaa. 21. Aufnahme der Oldampfrfickstr6mungaus einer Diffusionspumpe mit der Lochkameramethode (Bild der Auff~ingerplatte).

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R. JAECKEL

s t r 6 m u n g in d e n V a k u u m r a u m ( d . h . also o h n e B e r i i h r u n g einer gekfihlten Kondensationsfl~iche), vermutet. Besonders eindrucksvoll zeigen diesen Vorgang Ruf und Winkler mit d e r a n sich b e k a n n t e n L o c h k a m a r a r n e t h o d e ( A b b . 20). A b b . 21 z e i g h t e i n s o l c h e s R ~ c k s t r 6 m u n g s b i l d . D a r i n g e h e n die z u r f i c k g e f l o g e n e n O l d a m p f m o l e k f i l e z u m Teil v o n e i n e r Undichtigkeit an der Befestigungsschraube des Dfisenhutes a u s u n d z u r n a n d e r n Teil v o m D t i s e n r a n d . A b b . 22 zeigt e i n e a n a l o g e A u f n a h m e bei d e r die B e t e i l i g u n g d e s D t i s e n -

randes an der 01dampfrtickstr6mung n o c h st~irker in E r s c h e i n u n g tritt. Nach dem hiermit dargelegten Stand der Untersuchungen fiber d i e Vorg~inge in d e n D i f f u s i o n s - u n d D a m p f s t r a h l p u m p e n dtirfte die A r b e i t d e r P h y s i k e r h i e r a n in d e r H a u p t s a c h e a b g e s c h l o s s e n sein u n d d i e w e i t e r e t e c h n i s c h e E n t w i c k l u n g dieser P u m p e n v o r z u g s w e i s e in d e n H f i n d e n d e r I n g e n i e u r e liegen.

Literatur

ABB. 22. Aufnahme der Oldampfriickstrfmung aus einer Oldiffusionspumpe mit der Lochkameramethode (Bild der Auff~ingerplatte).

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