Взаимодействие электрических разрядов со сверхзвуковыми газодинамическими возмущениями

СОДЕРЖАНИЕ
I. ВВЕДЕНИЕ
Актуальность темы.
Выявление механизмов, определяющих взаимодействие УВ с плазмой слаботомных разрядов - тлеющего разряда в режиме нормальной плотности тока и ВЧ разряда в а-режиме - с токами менее 1 А.
Исследование макро- и микроскопических характеристик свободногорящнх разрядов с самоустанавливающейся длиной дуги в сверх- и гиперзвуковых потоках воздуха с токами менее 100 А.
Исследование эволюции плазменных струй, создаваемых сильноточными импульсными разрядами с токами до 100 кА, при инжекции в затопленное пространство в широком диапазоне скоростей - от гиперзвуковых до дозвуковых.
Анализ эффективности применения свободно горящих электрических разрядов для воспламенения сверхзвуковых потоков углеводородно-воздушной смеси.
Разработку методов диагностики неравновесной, нестационарной, неоднородной, движущейся плазмы применительно к рассматриваемым плазменным объектам.
Научная новизна работы состоит в следующих основных положениях, которые выносятся на защиту:
1. Выполнено комплексное, систематическое исследование взаимодействия УВ постоянного давления с продольным тлеющим разрядом в воздухе и атомарных газах в широком диапазоне разрядных токов и давлений газа. Па основе прямых измерений температуры газа и ее радиального распределения в разряде проведены двумерные расчеты распространения плоской У В по идеальному газу. Сопоставление результатов экспериментов с расчетами показало, что ускоренно УВ в разряде в исследованном диапазоне параметров целиком может быть объяснено в рамках задачи о взаимодействии УВ с тепловой неоднородностью - в диффузионном режиме разряда в рамках одномерного, в контрагированном - двумерного приближения.
2. Предложен метод диагностики заряженной компоненты УВ в слабоионизованпой плазме, использующий математическую обработку сигнала СВЧ-интерферометра па основе решения задачи редукции. Экспериментально установлено, что структура электронной компоненты УВ в плазме поперечного емкостного ВЧ разряда в атомарных и молекулярных газах характеризуется наличием теплоироводиостного предвестника в виде волны разрежения, обусловленного выносом зоны охлаждения электронов за фронтом УВ.
3. Проведено комплексное исследование свободно горящих разрядов с самоустанавливающейся длиной дуги в сверх- и гиперзвуковых потоках воздуха в широком диапазоне разрядных токов. Показано, что поперечный разряд в потоке является разрядом, неустойчивость которого нельзя стабилизировать внешней цепью и который
6
отражает принципиально нестационарный характер протекания электрического тока поперек сверхзвукового газового потока.
Выявлены два типа неустойчивости поперечного разряда в потоке: а/ неустойчивость, определяемая внешней электрической цепыо и б/ неустойчивость, определяемая механизмом повторных пробоев - в случае питания разряда в режиме генератора тока. Вне зависимости от тина разряда (тлеющий, дуговой) реализуется близкий к колебательному режим горения, период которого определяется внешними параметрами - значениями давления, тока, межэлектродного расстояния, режимом питания разряда. При этом характерной особенностью поперечного разряда является возникновение вдоль потока пространственной структуры разрядного канала, имеющей стационарную и периодически повторяющуюся части.
4. Предложена и обоснована двумерная модель разряда в сверхзвуковом потоке газа как теплового источника, описывающая газодинамические аспекты взаимодействия разрядного канала со сверхзвуковым потоком.
5. Проведено комплексное исследование релаксации инжектируемых в затопленное пространство плазменных струй, создаваемых сильноточным импульсным разрядом в широком диапазоне скоростей истечения и давлений. Показана возможность описания импульсных плазменных струн, инжектируемых в атмосферу, в рамках теории турбулентных газовых струй и релаксации локально термодинамически равновесной плазмы. Экспериментально показано, что форма плазменного образования (компактный тор или тонкое кольцо) определяется безразмерным параметром, величина которого зависит от мощности и длительности энерговклада, давления (плотности) газа в затопленном пространстве.
Экспериментально показано, что продолжительность существования заметной концентрации электронов в автономном плазменном образовании контролируется его газодинамикой. Для увеличения длительности существования плазменного образования целесообразно инжектировать плазму в затопленное пространство с возможно меньшими скоростями для снижения турбулентного тепломассоперсноса.
6. Предложен и апробирован ряд диагностических методик, позволяющих существенно расширить диапазон применимости электрических зондов в неравновесной плазме низких и промежуточных давлений. Разработаны экспресс-методы определения кинетических характеристик электронов в неравновесной плазме, не требующие измерения функции распределения электронов. Предложена и апробирована методика применения зондов для диагностики электрических разрядов в сверхзвуковых потоках воздуха.
7
Достоверность полученных результатов. Экспериментальные результаты получены на различных экспериментальных установках с привлечением ряда независимых диагностических методик, разработанных или адаптированных к условиям экспериментов. Полученные результаты сопоставлены с результатами других групп исследователей в России и за рубежом. Выполнено двумерное численное моделирование проведенных экспериментов и его сопоставление с экспериментом. Это позволяет считать полученные результаты полностью обоснованными и достоверными.
Практическая значимость работы. Полученные результаты: могут служить для выявления физических особенностей электрических разрядов в сверх- и гиперзвуковых потоках газа и построения полной физической модели таких разрядов;
являются научной базой при выработке рекомендаций по конструированию и определению наиболее оптимальных режимов газоразрядных устройств, служащих для нагрева и воспламенения сверхзвуковых потоков, снижению их массо-габаритных и стоимостных показателей;
дают возможность обоснованной оценки влияния плазменных областей на аэродинамические характеристики сверх- и гиперзвуковых летательных аппаратов и распространение ударных волн;
разработанные методы обработки зондовых характеристик могут быть использованы для диагностики неподвижной и движущейся плазмы широкого класса неравновесных нестационарных плазменных обьектов.
Результаты исследований могут быть использованы в следующих организациях: ИОФ РАН, ИВТ РАН, ИПМ РАН, МРТИ РАН, ЦАГИ, ЦНИИМаш'е, ЦИАМ, ФТИ им. А.Ф. Иоффе, Холдинговой компании "Ленинец" и ряде других.
Апробации работы. Работа является результатом более чем 20-летних исследований автора в области взаимодействия газодинамических возмущений с газовыми разрядами и диагностики плазмы. Ее основные результаты были представлены, доложены и обсуждены на ряде международных и национальных конференций, в том числе: Всесоюзных конференциях по генераторам низкотемпературной плазмы (VIII -Новосибирск, 1980; ІХ - Фрунзе, 1983; XI - Новосибирск, 1989). Всесоюзных конференциях по физике низкотемпературной плазмы (Ленинград-1983. Ташкен т - 1987. VIII - Минск, 1991), Всесоюзных симпозиумах по радиационной плазмодинамике, Москва, МГТУ (I -1989, II - 1991, IV - 1997, V (Межд) - 2000, VI (Межд) - 2003). Всесоюзной конференции по взаимодействию электромагнитных волн с плазмой (Душанбе, 1979), Всесоюзных конференциях «Кинетические и газодинамические
процессы в неравновесных средах», Москва. МГУ (II- 1984. Ill - 1986. IV - 1988). школе-семинаре «Фундаментальные проблемы физики ударных волн» (Азау, 1987), III Всесоюзном совещании по физике и газодинамике ударных воли (Владивосток, 1989), Международных конференциях по явлениям в ионизованных газах (ICPIG) (XIII - Berlin. 1977; XVIII -Swansea, 1987; XIX - Belgrad, 1989, XX - Pisa, 1991, XXlll -Toulouse, 1997). Европейских конференциях по атомной и молекулярной физике ионизованных газов (ESCAMPIG) (VI - Oxford. 1982, Bari, 1984, St.Petersburg., 1992), VI Всесоюзной конференции по плазменным ускорителям и ионным инжекторам, (Днепропетровск. 1986), VI Всесоюзной конференции «Динамика излучающего газа» (Москва, 1987). Всесоюзном семинаре «Процессы ионизации с участием возбужденных атомов» (Ленинград, 1988), конференциях по физике плазмы и УТС. Звенигород (XXVI - 1999, XXVII - 2000, XXVIII - 2001, XXIX - 2002, XXX - 2003, XXXI - 2004, XXXII - 2005). Всесоюзной конференции по физике газового разряда (IV- Махачкала, 1988; VI -.Казань, 1992), Всесоюзном семинаре «Взаимодействие акустических волн с плазмой» (Мегри. Ереван, 1989), Совещаниям по ионизованным газам (Weakly Ionized Gases Workshop). США (I - Colorado, 1997; II- Colorado, 1998; 3 - Norfolk. 1999; 4 - Anaheim 2001; 5 - Reno. 2003; 6 - Reno, 2004; 7- Reno, 2005; 8 - Reno. 2006). Международных Совещаниях по магнитоплазменнон аэродинамике в аэрокосмических приложениях, Москва. ИВТАН (I-1999, 2 - 2000, 3 - 2001, 4 - 2002. 5 - 2003), Международных Симпозиумах «Термохимические и плазменные процессы в аэродинамике» Санкт-Петербург (2 - 2002.3 - 2003), Международных симпозиумах по теорегичсской и прикладной плазмохимии (Рига - 1991, Плес - 2002), Всероссийских конференциях по физической электронике. Махачкала (I - 1999, III - 2003), научной школе-коифереиции «Актуальные вопросы теплофизики и физической гидродинамики», Украина, Алушта (2-2004, 3-2005); Ломоносовских чтениях по физике па физическом факультете МГУ (2001, 2005). научных семинарах ИОФАН, Института механики МГУ под руководством Г. Г. Черного. ИНХС РАН, семинаре МДНТП «Физические методы исследования прозрачных неоднородностей», научных семинарах по физике плазмы кафедры физической электроники МГУ.
Публикации. По теме диссертации опубликовано 38 статей в реферируемых журналах, 23 доклада в трудах международных конференций и около ста тезисов докладов на конференциях и препринтов. Список основных из них приведен в конце диссертации.
9
СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ Первая глава диссертации посвящена анализу результатов экспериментальных и теоретических работ по исследованию различных аспектов взаимодействия сверхзвуковых течений с электрическими разрядами: влияния газоразрядной плазмы на распространение ударных волн, нагрева сверхзвукового потока с помощью разрядов постоянного тока, влияния локального энерговыделения в набегающем сверхзвуковом потоке на изменение структуры течения и аэродинамические характеристики движущихся тел при различных способах энергоподвода, инжекцнн импульсных плазменных струй в сверхзвуковой поток. Рассмотрено также состояние диагностики плазмы с помощью электрического зонда неподвижной н движущейся плазмы низкого и высокого давления.
Несмотря па близость экспериментальных условий, существующие трактовки результатов исследований в ряде случаев противоречивы. Прежде всего это связало с тем. что исследуемый диапазон параметров является промежуточным как с газоразрядной точки зрения - по давлениям и разрядным токам, так и с точки зрения соотношения энергетических характеристик разряда и потока. Кроме того, принципиальной чертой процесса взаимодействия разряда и газодинамических возмущений являются неоднородность и нестацнонарпость. В условиях существенной нерапновесности плазмы это делает чрезвычайно сложной задачу определения физических механизмов явления. Именно с отсутствием полной и достоверной информации о параметрах газоразрядной плазмы и газодинамических возмущений связана различная трактовка экспериментов, проведенных в близких условиях. Однако получение такой информации требует не только применения широкого спектра диагностических средств, но и в силу промежуточного диапазона параметров, нсравповссности. нестационарноети и неоднородности плазмы необходимости разработки новых или адаптации известных диагностических средств.
В конце главы сформулирована постановка задач исследований.
Во второй главе излагаются результаты систематических исследований распространения УВ с постоянным давлением в протяженной слабоионизованной плазме, создаваемой двумя типами слаботочных самостоятельных разрядов: тлеющим разрядом в режиме нормальной плотности тока и емкостным ВЧ разрядом в а-режимс. Это позволило рассмотреть две различные ситуации: распространения УВ вдоль направления электрического тока (разряд постоянного тока), и поперек него (ВЧ разряд).
Эксперименты проводились на однодиафрагменной ударной трубе круглого сечения 0 45 мм с разрядной секцией из кварцевой трубы длиной 1 м. Для создания тлеющего разряда использовался высоковольтный (<10 кВ) источник питания с током до 0.4 А. Рабочими газами служили воздух и инертные газы. Исследования проведены в диапазоне
10
чисел Маха УВ М г 1.1 - 3, давлений газа р = 10'1 - Ю2 Тор. разрядных токов / = 0.04 -0.4 А. Вкладываемые удельные электрические мощности не превышали единиц вагт на кубический см.
Для определения скорости фронта УВ в плазме вместе со стандартными методами регистрации - пьезоэлектрическим и рефракции лазерного луча - применялся предложенный автором базисный метод, основанный на использовании двух СВЧ-ннтерферометров. Изучение динамики УВ показало, что во всем исследованном диапазоне наблюдается увеличение скорости УВ при ее вхождении в разряд и стабилизация при дальнейшем движении по разряду. После выхода из разряда скорость фронта УВ и ее амплитуда при небольших давлениях и разрядных токах возвращались к исходным значениям, и только при давлениях в десятки юр отличие их параметров выходило за пределы ошибки измерений.
Взаимодействие разряда с УВ рассматривалось вместе с внешней электрической цепыо. Для диагностики плазмы использовалнсь спектроскопические методы, метод электрических зондов, метод СВЧ интерферометрии и термопарный метод. Их комплексное применение позволило провести прямые и систематические измерения микроскопических параметров плазмы - концентрации и температуры электронов, газовой н колебательной температур в стационарном состоянии, их распределений в аксиальном и радиальном направлении, а также их эволюции при взаимодействии разряда с УВ. Вращательная температура измерялась по относительным интенсивностям линий вращательной структуры полосы (0,2) второй положительной системы азота.
На основе прямых измерений температуры газа были проведены одномерные расчеты распространения УВ по разряду в рамках задачи о нормальном падении УВ на резкую границу двух сред с различными скоростями звука. При невысоких давлениях и малых мощностях - в диффузионном или слабокоитрагированном режиме горения -наблюдалось совпадение данных в пределах ошибок измерений. Однако, при переходе в контрагироваииый режим - с ростом давления и вложенной мощности - отличие выходило за ошибки измерений, причем экспериментальные значения скорости систематически превышали рассчитанные.
Одной из причин ускорения УВ в этом режиме может быть механизм релаксации колебательных степеней свободы, стимулированный УВ. Прямые измерения температуры ннжних колебательных уровней N2 в зависимости от времени при распространении УВ по разряду в этих условиях и анализ в рамках энергетики процесса показали, что этот механизм несущественен.
II
Другой возможной причиной может быть неоднородность температуры газа поперек направления распространения УВ. Для учета этого явления проводились измерения распределения температуры газа по сечению трубы. При вычислении локальных значений интенсивностей, учитывая, что процедура абелизации принадлежит к классу обратных некорректных задач, использовался метод регуляризации. По полученным локальным значениям интенсивностей рассчитывался радиальный ход температуры.
Экспериментальная зависимость Тк(г) аппроксимировалась двумя
71Г , ЛГ
распределениями вида Г (г) - 7^(0X1 + cos~) (0 и Г (/•) = Г (0)(1 + Лг cos' —) (2). отражающими случаи диффузионного и контрагированиого режимов разряда, по
имеющих одинаковую среднюю термодинамическую температуру < Т^'и > =
1 ff^N S*T
Для этого случая в ЛФТИ им. Иоффе были выполнены двумерные численные расчеты распространения УВ по тепловой неоднородности. Учет двумерностн течения, вызванного неоднородностью температуры по сечению, привел к увеличению скорости УВ по сравнению с одномерной теорией, основанной на использовании термодинамически осреднениой температуры для обоих случаев распределения. Это связано с тем, что первоначально плоская граница раздела горячего и холодного газа существенно искривляется и в приосевой области формируется струя холодного газа, оттесняющая горячий газ к стенкам канала. Однако в «диффузионном» случае (1) расстояние между УВ и контактным разрывом непрерывно увеличивается, тогда как в «контрагированиом» случае (2) - с более горячей приосевой областью - струя холодного газа не отстает от УВ, как бы толкая ее перед собой. Другими словами, взаимодействие с тонким горячим слоем газа ускоряет головную УВ сильнее, чем взаимодействие с широким слоем, имеющим более низкую температуру.
Распространение УВ изучалось также в разряде в Не. В этом газе наиболее корректно сравнение эксперимента с одномерной теорией: из-за высокой скорости звука число Маха падающей УВ близко к 1 и скорость УВ особенно чувствительна к величине температуры газа; распределение температуры газа по радиусу трубки ближе к П-образиому из-за существенно более высокого значения коэффициента теплопроводности и более высокой границы перехода разряда в коитрагироваиное состояние по давлению в силу наличия большого балластного объема и примеси воздуха. Кроме того, атомарный гелий позволяет отсечь в эксперименте колебательный механизм ускорения УВ. Полученные результаты полностью соответствуют тепловому механизму ускорения.
12
Таким образом, сопоставление эксперимента с одно- и двухмерными расчетами показало, что наблюдаемое ускорение У В в газоразрядной плазме воздуха и инертных газов в исследованном диапазоне параметров целиком может быть объяснено взаимодействием УВ с тепловой неоднородностью. Значительно позднее этот вывод подтвержден рядом зарубежных исследователей.
Взаимодействие УВ с газоразрядной плазмой не сводится только к изменению ее амплитуды и скорости, по и формирует УВ заряженных компонент. Для нахождения структуры электронной компоненты У В в слабо ион изованной плазме был предложен и апробирован метод, основанный па математической обработке сигнала СВЧ-интерферометра на базе решения задачи редукции. Метод редукции позволяет получить оценку для профиля электронной компоненты УВ, которую можно интерпретировать как сигнал на выходе прибора, обладающего более высоким пространственным разрешением по сравнению с имеющимся. Была исследована структура электронной компоненты УВ в плазме продольного РПТ и плазме поперечного ВЧ-разряда в воздухе и Аг. В поперечном разряде на фоне роста концентрации электронов, обусловленного вхождением УВ. наблюдается предвестник УВ в виде волны разрежения. Его характерный размер может достигать «1 см для р -10 Па при степени разрежения «30% . В продольном разряде «гашение» разряда после входа УВ приводит к падению тока, концентрации электронов и маскировке на этом фоне волны разрежения.
Для выяснения физической природы предвестника был использован метод одновременного определения пс и Те по абсолютным интенсивностям полосы (0.0) первой отрицательной системы молекулярного иона азота ГЫг* и полосы (2.5) второй положительной системы азота 2+Ы2. Его применение показало, что области падения перед фронтом УВ соответствует зона охлаждения электронов . Возникновение последней обусловлено падением Тс за фронтом и выносом охлаждения через фронт УВ за счет высокой электронной теплопроводности.
Такой предвестник УВ в виде волны разрежения был предсказан Рухадзе и Теселкииым при моделировании структуры заряженной компоненты УВ в слабоионнзованной плазме одиоатомиых газов. Одиако прямое применение выражения для масштаба теплопроводиостиого предвестника для плазмы одиоатомиых газов дает протяженность, на порядок превышающую экспериментальную в плазме воздуха, тогда как измерения в плазме Аг дают близкую к теории величину, подтверждая корректность модели. Анализ экспериментальных данных позволил обобщить размер выноса на случай
молекулярных газов, согласующийся с экспериментом: Лр ~ 5.}ф'
На основе модели были выполнены численные расчеты профиля температуры электронов для УВ взрывного типа и проведено сравнение с известными экспериментальными данными для плазмы аргона и воздуха.
В третьей главе диссертации описаны результаты экспериментальных исследований поперечного электрического разряда в сверхзвуковой струе воздуха в импульсном, импульсно-периодическом и непрерывном режимах горения.
Эксперименты проводились на баллонно-вакуумной установке кратковременного действия с осесимметричным профилированным соплом Лаваля, рассчитанным на число Маха М = 2. Для создания импульсного и импульсно-периодического разряда использовался модулятор с регулируемым выходным напряжением до 27 кВ и током во внешней цепи до 50 А, собранный по схеме с частичным разрядом накопительной емкости. Исследован следующий диапазон внешних параметров: давление воздуха в ресивере компрессора Ро = \ - 7 атм; давление в камере /7= 10 - 400 Тор; разрядный ток / = 0.1 А -40 А; длительность импульса г = 3 - 1000 мке; частота следования импульсов/ = 1 - 1000 Гц, межэлектродное расстояние £>о = 6- 18 мм. Для диагностики разрядов использовались: теневая установка, сверхскоростной фото регистратор,
автоматизированные схемы спектроскопических и зондовых измерений.
До настоящей работы В.И.Алферовым были установлены характерные особенности поперечных разрядов постоянного тока (РПТ) в сверхзвуковом потоке воздуха: наличие колебаний тока и напряжения и «разорванность» разрядного канала. Подобный внешний вид разряда наблюдается в сверхзвуковой сгруе - при фоторегистрации с экспозицией в сотые и тысячные доли секунды он представляет собой два узких протяженных канала вдоль потока с зоной перемыкания между ними существенно меньшей яркости.
Для интерпретации этих особенностей было предложено использовать импульсный режим с большой длительностью импульса. Такой режим - с возможностью достижения существенно больших, чем в РПТ. разрядных токов - позволил применить для исследования динамики разряда метод сверхскоростной фоторсгистрации и. тем самым, детально проследить его развитие. Сверхскоростная (с длительностью кадра 16 мке) фоторегистрация показала, что разряд представляет собой токовую петлю, выносимую потоком, причем увеличение протяженности разряда вдоль потока прерывается резким его сокращением в несколько раз, после чего токовый канал снова начинает вытягиваться вдоль потока. При этом свечение разрядных каналов вдоль потока интегрируется во времени, а свечение капала поперек потока, напротив, «размазывается» по пространству. Поэтому при типичных частотах колебаний в десятки кГц усреднение за
14
время экспозиции приводит к существенно меньшей яркости зоны перемыкания между каналами.
В экспериментах со струями различной иерасчетности, закручиванием потока, размещением разделительной пластины между разрядными каналами было показано, что изменением конфигурации течения газа можно добиться изменения конфигурации разрядного канала. Этот результат доказал корректность анализа разряда в потоке с точки зрения механизма его распространения в пространстве: скорость распространения разряда определяется суперпозицией скоростей фронта ионизации и потока. В рассматриваемом случае последняя существенно больше и именно поток задает конфигурацию протекания электрического тока между электродами.
Анализ процесса ограничения выноса разряда потоком повторными пробоями позволил выделить два механизма неустойчивости. Классический подход к анализу устойчивости разряда с падающей ВАХ, учитывающий однако изменение ВАХ во времени за счет роста протяженности разряда вдоль потока показал, что первый механизм обусловлен неустойчивостью, вызванной внешней электрической цепыо; при этом повторный пробой является следствием, а не причиной колебательного характера горения разряда. В режиме генератора тока, когда характеристики внешней цепи не влияют на разряд, экспериментально показано, что собственно повторный пробои ограничивает вынос разряда потоком, т.е. представляет собой механизм неустойчивости разряда. При этом в силу газодинамических возмущений от электродов они происходят, как правило, ниже но потоку, между анодной и катодной частями разрядного канала. Таким образом, вне зависимости от режима питания и типа разряда (тлеющий, дуговой) в сверхзвуковом потоке реализуется колебательный режим горения. По сути, это пример разряда, неустойчивость которого нельзя стабилизировать внешней цепью и который отражает принципиально нестационарный характер протекания электрического тока поперек газового потока.
Применение режима, близкого к режиму генератора тока, позволило провести корректные измерения характеристик колебательного режима горения разряда. Показано, что особенностью поперечного разряда является возникновение вдоль потока пространственной структуры, состоящей из двух частей: стационарной и переменной протяженностью и*1 , где и - скорость потока, / - время между последовательными повторными пробоями. Период колебаний определяется внешними параметрами разряда -увеличивается с ростом межэлектродного расстояния и разрядного тока и падает с ростом давления. Дана интерпретация найденных зависимостей. Получено выражение, описывающее максимальную протяженность разряда вдоль потока в случае
15
неустойчивости, определяемой внешней электрической цепыо. Дальнейшее увеличение протяженности возможно только при переходе к источникам питания, близким к генераторам тока; в этом случае протяженность ограничивается механизмом повторных пробоев.
Зондовые измерения в разрядных каналах за катодом и анодом показали, что величина продольного электрического поля Е не слишком чувствительна к направлению потока относительно направления поля, не сильно меняется вдоль разрядного канала и слабо растет во времени. Это позволило, несмотря на нестационарный характер и сложную пространственную структуру разряда, оперировать средней (во времени и по длине) величиной Е. Систематические измерения величины Е в зависимости от разрядного тока при различных давлениях в струе показали, что напряженность электрического поля достигает сотен вольт на сантиметр при токах -10' А и падает на порядок с повышением тока разряда до -Ю1 А. Это изменение может быть описано степенной зависимостью Е ~ 1~к с показателем степени 1/3 < к < 1/2. Это значение близко к показателю степени для сильнокоитрагированного тлеющего или дугового разряда в отсутствие потока. Измерение диаметра разрядного капала в двух взаимно перпендикулярных направлениях показало, что подобно разряду в свободном пространстве, увеличение тока сопровождается прежде всего ростом сечения канала.
Спектроскопическими и зоидовым методами для режима разряда, близкого к режиму генератора тока, были измерены зависимости средних значений вращательной температуры, отождествляемой с температурой газа, колебательной температуры н концентрации заряженных частиц от разрядного тока. Температура газа (рис.9 б) растет с ростом тока по степенному закону Tg ~ I 1/3, достигая величины - 3000 К для токов в десятки ампер при /*0*105 Па. С ростом полного давления, т.е. с увеличением плотности вытекающего из сопла воздуха, температура газа в отличие от разрядов в неподвижном воздухе имеет тенденцию к уменьшению. Аксиальное распределение температуры характеризуется высокими значениями температуры уже на малых расстояниях от электродов и медленным спадом вдоль потока.
Измеренные зависимости Е(1) и Tg(I) позволяют построить зависимость значений среднего по сечению приведенного электрического поля Е/N от величины разрядного тока в предположении равенства давлений в разрядном канале (вдали от электродов) и невозмущенном потоке. В диапазоне токов 1-10 А, характерных для слаботочных дуг. значения Е/N слабо меняются и имеют для Л>“Ю* величину порядка 20 Тд, а при малых токах, характерных для тлеющего режима, достигают значений Е/N » 40 Тд.
16
Колебательная температура при прочих равных условиях выше температуры газа. Температура распределения по возбужденным состояниям атомов меди, близкая в условиях эксперимента к температуре электронов, имеет величину *104 К при токах -101 А. Это значение согласуется с оценкой Те по найденным значениям Е/N: Те * (7~ 8)хЮ3 К. Таким образом, абсолютные значения температуры газа остаются заметно ниже значений как колебательной, так и электронной температуры даже для токов в десятки ампер, плазма в разрядном канале остается неизотермической, сс проводимость определяется не температурой газа, а концентрацией электронов.
Концентрация положительных ионов измерялась зоидовым методом, концентрация электронов - по штарковскому уширеиию линии Ид (Я = 486.1 им). Результаты спектроскопических измерений согласуются с зондовыми (рис. 10 б), свидетельствуя о малой доле отрицательных ионов. Концентрации заряженных частиц в анодной и катодной струях и по длине канала отличаются не более чем в два раза, позволяя, подобно электрическому полю и температуре газа, оперировать значением средней концентрации. Значения концентрации изменяются не пропорционально разрядному току из-за роста сечения разрядного канала, а приблизительно как корень квадратный из тока. Абсолютные значения концентрации для Л»=10’ в исследованном интервале токов лежат в диапазоне 1013—10Ы см'3.
В целом протяженные плазменные каналы за приэлектродиыми областями представляют собой среду с малым изменением характерных параметров плазмы £//V, «Д Г*.
В четвертой главе диссертации рассмотрены результаты экспериментальных исследовании поперечного и продольного разряда постоянного тока в гиперзвуковом потоке, создаваемом в аэродинамической трубе, и проведено их сравнение с результатами экспериментов в сверхзвуковых струях. Па основе этих данных построены кинетическая и газодинамическая модели разряда. Кроме того, рассмотрено применение поперечного и продольного разрядов для воспламенения сверхзвукового потока углеводородно-воздушной смеси.
Эксперименты проводились на гиперзвуковой аэродинамической установке (ГАУ) Института механики МГУ для М = 6. Однородный поток позволил проанализировать в корректных условиях структуру свечения поперечного тлеющего разряда в гиперзвуковом потоке и переход разряда из тлеющего в дуговой режим. Структура свечения поперечного разряда при токах менее 0.5 А отражает все особенности, характерные для тлеющего разряда в режиме нормальной плотности тока: наблюдаются области отрицательного
17
свечения и темного фарадесва пространства, изменение площади катодного пятна с изменением тока, близость плотности тока на катоде к нормальной.
Дальнейший рост тока приводит сначала к сокращению, а затем исчезновению фарадесва пространства, стягиванию поперечного размера катодной области до размеров, близких к диаметру разрядного канала. Падающий участок усредненной во времени ВАХ сменяется на растущий, соответствующий аномальному режиму, затем разряд переходит в дуговой режим. Об этом свидетельствуют и измеренные зависимости продольного электрического поля от разрядного тока. В области малых токов /- 10'1 А напряженность электрического поля приближается к величине порядка одного киловольта па сантиметр, однако увеличение тока в несколько раз приводит к падению Е па порядок - до значений в десятки вольт на сантиметр. При этом зависимость Е(Г) для М = 6 при близких значениях статического давления качественно и количественно близка к аналогичной зависимости в сверхзвуковой струе с М ~ 2. Величина поперечного размера разрядного капала слабо зависит от числа Маха и режима питания разряда и в основном определяется величиной статического давления и разрядного тока. Она растет с ростом тока, не отличаясь в этом смысле от зависимости d(l) для дуг в неподвижном газе. Исследованы также характеристики продольного разряда в гиперзвуковом потоке. Найденные значения среднего по длине электрического поля и диаметр канала близки к значениям в поперечном разряде.
На основании экспериментальных данных, полученных для разряда в сверхзвуковой струе и гиперзвуковом потоке, были построены простые модели разряда в потоке газа.
В кинетической модели рассматривался продольный разряд в квазнодиомерпом приближении. Газодинамическая и электрическая части задачи были значительно упрощены: продольная скорость газа и статическое давление в плазме разряда полагались равными скорости и давлению набегающего потока, рассматривалась квазииейтральная плазма с П-образным радиальным распределением плотности тока по каналу разряда. Функция распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ) находилась из кинетического уравнения Больцмана. Основные уравнения модели включали балансы газовой температуры (с учетом многочисленных каналов нагрева газа - при пеупругих столкновениях электронно- и колебательно-возбужденных молекул, диссоциации, иои-ионной рекомбинации, передаче колебательных квантов, и др.), средней энергии электронов (с учетом омического нагрева и потерь на электронное и колебательное возбуждение, ионизацию, прилипание и др.), концентраций колебательных квантов, электронно-возбужденных молекул, атомов, положительных и отрицательных ионов, а
также дрейф ионов относительно потока. Численные расчеты, проведенные как для гиперзвукового (М=6), гак и для сверхзвукового (М=2) потока при параметрах, близких к условиям экспериментов, показали, что в обоих случаях в канале разряда возникают две области. Первая, передняя область, относительно короткая (протяженностью в единицы миллиметров), и характеризуется большими градиентами всех величин. Именно в этой зоне осуществляется основной энерговклад. Это связано с тем, что плотность поступающего в область переднего электрода холодного воздуха падает в результате его нагрева. В слабоионизованной плазме, проводимость <т которой обратно пропорциональна плотности газа, это приводит к максимальной мощности джоулева нагреваj / а в приэлектродных областях.
Вторая зона занимает весь остальной объем канала, скорости изменения параметров плазмы в ней значительно меньше. Таким образом, предложенная модель отражает основные особенности разряда, наблюдаемые в эксперименте - быстрый нагрев и наличие протяженной области плазмы с малым изменением параметров.
В рамках модели были проведены расчеты для «теплого» потока, более приближенные к натурным условиям. Они показали, что основная особенность разряда в аэродинамических трубах связана с криогенной температурой набегающего потока: при изобарическом нагреве газа до определенной температуры в первоначально холодном потоке происходит гораздо большее разрежение, чем в теплом. В результате в теплом потоке относительно ниже значения Е/N, ниже уровень электронной температуры, меньше электропроводность, и все процессы идут не так интенсивно, как в криогенном потоке.
Двухмерная газодинамическая модель разряда в сверхзвуковом потоке построена при существенном упрощении кинетической и электрической частей задачи. Для определения структуры течения и значений газодинамических параметров, как правило, достаточно провести расчет в рамках упрощенной модели, описывающей лишь энергетику процессов. Модель опирается на характерные особенности разряда в сверхзвуковом потоке, имеющие место в эксперименте: быстрый нагрев воздуха в приэлектродных областях и невысокие значения приведенного электрического ноля в протяженных разрядных каналах за ними. Малость характерного времени иагрсва по сравнению с газодинамическими временами позволяет применить к разряду модель теплового источника, построенную на основе уравнений газовой динамики, дополненных соотношением, определяющим внешний подвод энергии. Удельный эиерговклад в поток в ней является заданной функцией координат и времени. Численные расчеты проводились в Институте механики МГУ.
19
Принципиальной чертой модели является то, что длина теплового источника существенно меньше протяженности разрядного канала. С одной стороны, это обусловлено тем, что механизм быстрого нагрева приводит к перераспределению мощности джоулева нагрева в головную часть канала (аналогично результату кинетической модели). Однако, несмотря на такое перераспределение, температура в модели протяженного источника растет вдоль потока прямо противоположно данным эксперимента. Поэтому физической основой малой протяжен пости зоны эиерговклада является тот факт, что при наблюдаемых значениях С/N в протяженных разрядных каналах доля энергии, идущей в быстрый нагрев, очень мала. Предположение о сферической геометрии источника оказывается неприемлемым: возникающий пик давления приводит к значительному ускорению газовых частиц в следе, не наблюдаемому в эксперименте. Снизить пик позволяет модель разряда с короткой, по эллипсоидальной зоной тсплоподвода.
Подробные двухмерные численные расчеты для условий эксперимента (с числом Маха потока М = 2, температурой Т= 166 К, плотностью р = 0.27 кг/м \ скоростью и = 518 м/сек при давлении р- 97 Тор) были проведены па основе уравнений Навье-Стокса. Расчеты в плоском случае показали, 1гго при типичных значениях мощности эиерговклада IV,о, влиянием эффекта струн и газодинамическим взаимодействием разрядных каналов па величину максимально достижимой температуры можно пренебречь. Осесимметричная газодинамическая модель разряда с размещением источника тепла эллипсоидальной формы в головной части разрядного канала позволила получить согласие аксиальных распределений температуры и скорости по тока с экспериментом.
Расчеты показали, что заметное изменение параметров течения в разрядной зоне имеет место, если отношение подводимой тепловой мощности порядка и выше потока энтальпии набегающего газа через характерное сечение теплового источника. С физической точки зрения это означает, что чем выше плотность тока в разряде, тем до большей температуры можно нагреть поток. Поэтому для тлеющего разряда в режиме нормальной (т.е. минимальной) плотности тока нагрев газа невелик, а существенный нагрев сверхзвукового потока реализуется при переходе разряда в силыюкоитрагированный (дуговой) режим. С точки зрения нагрева разряд, питаемый стационарным источником, не является оптимальным, т. к. протяженные части разряда вдоль потока расходуют электрическую энергию, но мало способствуют нагреву газа. Одним из способов повышения эффективности является импульсно-периодический вклад энергии.
20
В рамках модели было проведено сравнение разрядов в гипер- и сверхзвуковом потоках. Результаты показали, что для тепловых источников одинаковой геометрии размер поперечного сечения температурного следа не зависит от числа Маха. При одном и том же значении энерговклада температура следа существенно ниже при больших числах Маха.
Наличие в разряде короткой головной зоны одновременно быстрого нагрева газа и интенсивного протекания реакций ставит вопрос о роли теплового механизма в случае воспламенения топливно-воздушных потоков. Для изучения его вклада экспериментально и теоретически была исследовано воспламенение предварительно перемешанного сверхзвукового потока пропан-воздушной смеси импульсным дуговым разрядом. Эксперименты проводились в сверхзвуковом (М « 2) аэродинамическом канале в диапазоне статических давлений от 40 до 600 Тор. Канал включал устройство для предварительного перемешивания смеси, блок ввода в канал электродов, зону внезапного расширения и секцию, в которой происходило воспламенение и горение смеси и осуществлялось измерение параметров плазмы. Для воспламенения потока применялись продольный и поперечный импульсные разряды в диапазоне токов / = 2 • 40 А и длительностей импульсов г = 50 — 1000 мкс. Весовое соотношение пропана к воздуху не превышало в условиях экспериментов 7%.
Для определения факта воспламенения потока использовались два независимых метода. В первом проводилась регистрация излучения наиболее интенсивной системы полос радикала СН с максимумом при А=431,5 им, соответствующей переходу 2Д-> 2П, во втором - регистрация заряженных частиц (электронов, ионов) с помощью электрического зонда. Измерения проводились па большом (существенно превышающем протяженность разряда) расстоянии от элсЕстродов вниз по потоку. Для дополнительной проверки, в случае идентификации воспламенения этими методами, по полосе 04 (с X = 388.3 им) была оценена температура потока, показавшая, что эта величина * 3000 К, что близко к температуре горения пропан-воздушной смеси.
Для импульсного поперечного разряда экспериментально была определена зависимость минимальной длительности импульса, необходимой для воспламенения потока, ог разрядного тока. Эксперимент показал, чго с уменьшением тока минимальная длительность импульса, обеспечивающая воспламенение, увеличивается, наблюдается порог по току. При этом границе воспламенения соответствует примерно постоянная величина вложенной в разряд энергии IV порог «(I V г)порог Для прямой проверки этого заключения был использован импульсный продольный разряд: при неизменной величине разрядного тока I и длительности импульса г должна существовать длина разряда.
21
(определяющая Ц а вместе с ним и IVпор0й.), ниже которой воспламенение не произойдет. Эксперимент показал, что при уменьшении мехсэлектродного промежутка ниже определенной величины воспламенение действительно не имеет места, причем граничное значение энергии, вложенной в продольный разряд, близко к значению энергии, необходимой для воспламенения поперечным разрядом.
На основе газодинамической модели была построена термохимическая модель разряда в сверхзвуковом потоке стехиометрической пропап-воздушной смеси. Численные расчеты для варьируемой мощности, геометрии и времени энерговклада показали наличие порогов по мощности и длительности разряда, качественно и количественно согласующихся с экспериментом. Это означает, что тепловой механизм воспламенения должен приниматься во внимание.
В пятой главе диссертации исследована релаксация плазменных образований, возникающих при инжекции импульсных плазмеинных струй в затопленное пространство и сверхзвуковой поток. Эксперименты выполнены в широком диапазоне как скоростей инжекции - от гиперзвуковых до дозвуковых, так и давлений затопленного пространства -от единиц Тор до атмосферного.
Истекающие в атмосферу плотные импульсные плазменные струи хорошо известны как мощный источник излучения в видимом и ультрафиолетовом диапазонах спектра. Вместе с тем процесс истечения сопровождается формированием устойчивых плазменных образований типа шара или тора со временем жизни, существенно превышающим время энерговклада. Однако механизмы образования и существования таких структур не были установлены.
Анализ динамики плазменных струй в этих экспериментах был проведен в рамках теории турбулентных газовых струй. Известно, что на начальной стадии истечения дозвуковых турбулентных струй образуются тонкие вихревые кольца, на поздней -компактные торы. Обобщение этого подхода па случай сверхзвуковых скоростей истечения позволило предложить количественный критерий, описывающий тип возникающей структуры. Наблюдавшиеся в экспериментах картины процесса истечения качественно и количественно согласуются с этим критерием. Учитывая, что критерий зависит не только от удельной мощности эиерговклада. но и времени энерговклада, средней скорости истечения плазмы, диаметра струи, плотностей газа в затопленном пространстве и камере плазмотрона, можно предположить, что управление формой плазменного образования (а, следовательно, и длительностью его существования) можно осуществлять вариацией этих параметров.
Для проверки возможности такого управления плазменными структурами была
22
собрана экспериментальная установка, позволяющая провести исследования в широком диапазоне давлений рабочего газа и затопленного пространства, длительности и мощности энерговклада.
Эксперименты проводились в вакуумной камере длиной 1.5 м и диаметром 0.6 м. позволяющей варьировать давление воздуха от атмосферного до 4 тор. Разрядная камера плазмотрона представляла собой цилиндр диаметром 20 мм, V = 2.5 см3, непосредственно сообщающийся с затопленным пространством. Плазмотрон подключался к накопителю, представляющему собой искусственную линию из четырех секций. Изменение числа секций т позволяло менять длительность энерговклада. Величина удельного энерговклада не превышала 0.1 кДж/см3, т.е. была существенно ниже, чем в экспериментах с мощными импульсными струями, истекающими в атмосферу.
Основное внимание уделялось изучению газодинамической структуры струи прибором Теплера ИАБ-451, динамика светящихся областей плазменной струн исследовалась с помощью сверхскоростной фоторегистрации (СФР-2М. ВФУ-1).
Анализ теневых фотографий показал, что на стадии эиерговклада реализуются газодинамические структуры, характерные для стационарного истечения в затопленное пространство. Это свидетельствует о том, что газодинамическое время формирования структур меньше времени эиерговклада в разряд, подтверждая предположение о возможности применения подходов стационарных турбулентных струй к импульсным источникам в рассматриваемых условиях. На основании экспериментальных данных можно выделить две области давлений - меньше 10 тор- режим, близкий к истечению в вакуум, больше 100 тор - случаи, близкий к истечению в атмосферу. В области давлений 101 < р < 102 тор реализуется переходной режим. Отличием истечения в атмосферу от вакуумного случая является стабилизация как продольных, так и поперечных размеров на поздних стадиях истечения. К концу первого периода эиерговклада (/«= 400 мке, рис. 13) контактная поверхность при всех давлениях представляет собой зону турбулентного перемешивания плазмы и газа с ярко выраженным вихреобразованием, подтверждая предположение об развитии неустойчивости Кельвина-Гельмгольца, положенной в основу модели.
После завершения эиерговклада в голове струи начинает формироваться плазменная структура, близкая к шарообразной (/«=800 мкс). На существенно более поздних временах такая структура выражена уже вполне отчетливо. Однако в случае одной секции (т.е. при существенно меньшей длительности эиерговклада) для атмосферного давления затопленного пространства на поздних стадиях истечения формируется грибообразная конфигурация.
23
Результаты систематических измерений показали, что в широком диапазоне величин вложенной мощности (Р » I - Ю2 МВт), диаметров сопла (с1о = 5-40 мм) и плотности газа в камере плазмотрона (ро ~ I - 15кг/м ) рассчитанные значения го удовлетворительно соответствуют экспериментальным, а наблюдаемая форма плазменного образования на поздних стадиях истечения коррелирует с критерием £.
Релаксация кинетических параметров импульсной плазменной струи существенным образом зависит от соотношения между характерными кинетическими и газодинамическими временами. Поскольку последние определяются прежде всего скоростью истечения, в работе рассмотрены три случая - сверхзвуковой, гиперзвуковой и дозвуковой скоростей истечения.
Параметры плазменной струи исследовались в зависимости от стадии истечения (времени от начала энерговклада и расстояния от сопла) тремя методами: спектроскопическими, зопдовым и методом отсечки СВЧ-волим длиной Д=8 мм.
Для создания импульсных плазменных струй, инжектируемых в атмосферу со сверх- и гиперзвуковой скоростью, использовался емкостной накопитель энергии установки «Фотон» емкостью 144 мкФ и напряжением до 25 кВ. Разрядная камера плазмотрона после предварительной откачки наполнялась ксеноном до давления 1 атм. В случае сверхзвукового истечения максимальное значение тока составляло = Ю кА, величина вложенной в разряд энергии = I кДж, а начальная скорость потока =1 км/с. Для создания гиперзвуковой плазменной струи использовался кумулятивный плазмотрон конической геометрии. При этом максимальное значение тока составляло = 110 кА. величина вложенной в разряд энергии = 10 кДж. начальная скорость потока в этом случае могла достигать 30 км/с.
Результаты измерений температуры, концентрации и аксиальной скорости движения плазменных образований позволили описать картину релаксации кинетических параметров, понять различие во времени жизни шарообразных и тороидальных плазменной структур, а также влияние скорости инжекции на время жизни плазмоида. Оно целиком связано с турбулентным перемешиванием плазмы с окружающим воздухом.
Основным процессом ионизации в воздухе в данном диапазоне температур является реакция N + 0-> N0* +е. Обмен энергией между компонентами плазмы происходит на два-три порядка быстрее, чем характерное время изменения температуры, обеспечивая близость температур ,Те,Ту в процессе остывания плазмоида.
Подтверждением этому служит малое отличие измеренных значений Те (по
24
относительным интенсивностям линий Cul) и Tv (по CN). Таким образом, остывание тора происходит в условиях, близких к локально термодинамически равновесным, что позволяет оцепить по измеренной зависимости wc(t) временной ход температуры в плазмоиде. При температурах <5 кК реакция N + О <-» N0* + е заметно сдвигается в
сторону рекомбинации. Дальнейшее уменьшение температуры (до 4 кК) обусловливает резкое падение скорости ионизации и гибель заряженных частиц в диссоциативной, а затем в тройной рекомбинации с участием в качестве третьей частицы электрона или молекулы NT2.
Тем самым время существования заметной концентрации заряженных частиц в плазмоиде определяется временем достижения критической температуры 4 кК и, следовательно, время жизни плазменной структуры контролируется се газодинамикой. Существенно большее газодинамическое время перемешивания для тонкого кольца определяет и большее время его жизни, наблюдаемое в эксперименте.
Влияние газодинамики наглядно демонстрируется на примере кумулятивного плазмотрона, где скорость потока плазмы на порядок выше при одинаковой -шарообразной форме плазмоида, соответствующей случаю I »1 (рис. 16 б.) Характерное время, соответствующее уменьшению Пвтах До уровня ~1012 см'\ при высокой скорости истечения (2) составляет менее 0.4 мс, тогда как в сверхзвуковом случае (1) это время в несколько раз больше.
Параметры плазмы были также измерены в дозвуковой импульсной струе, создаваемая слаботочным капиллярным плазматроиом. В такой струе за счет малой скорости (<150 м/с) неустойчивость сдвиговых течений не развивается и истечение носит ламинарный характер. В этом дозвуковые режимі,і иижскции существенно отличаются от сверхзвуковых, в которых неустойчивость Кельвин а-Гельм гольца приводит к турбулизации, решающим образом влияя на основные процессы. При этом на относительно поздних стадиях развития струи (больших z) сохраняются достаточно высокие значения концентрации заряженных частиц.
Таким образом, для увеличения длительности существования плазменного образования необходимо инжектировать плазму с малыми скоростями, чтобы снизить турбулентный тепломассоперенос. Однако это свидетельствует также о том, что возможность быстрой транспортировки автономных плазменных образований в неподвижной атмосфере на значительные расстояния в данной постановке весьма проблематична.
25
_В_шестой главе описаны разработанные для условий экспериментов методы обработки зондовых характеристик для неподвижной и движущейся плазмы.
Слабо ионизованная плазма в условиях газодинамических возмущений характеризуется неравновесностыо, неоднородностью и нестаци о парностью своих характеристик. Именно метод зондов, позволяющий проводить локальные измерения с высоким временным разрешением в широких диапазонах давлений и концентраций заряженных частиц, эффективен в этом случае. При этом прямое применение известных методик невозможно из-за промежуточных режимов сбора электронов и ионов зондом по плотности нейтрального газ, или плотности заряженных частиц в гидродинамическом режиме. Нсстацно парность требует экспресс-методов обработки, одновременно учитывающих нсравновсспость функции распределения электронов по энергиям; воздух, как рабочий газ, требует учета отрицательных ионов и т.п.
В случае плазмы с неравновесной ФРЭЭ для области низких и промежуточных давлений предложен и апробирован экспресс-метод определения средней энергии электронов без измерения ФРЭЭ. Для широкого класса функций распределения (от монокинетического распределения до распределения, соответствующего случаю вырожденного ферми-газа, а также функций с отрицательной дифференциальной температурой) показано, что близость измеренной вблизи потенциала пространства температуры к эффективной температуре электронов является свойством функционала, описывающего зависимость электронного тока на зонд от его потенциала. В типичном для слабоионизованноЙ плазмы классе ФРЭЭ /о(с) = С\ (ехр(-(е/8о)к] ошибки измерений не превышают 25 %. Показана применимость методики не только при низких, но и повышенных давлениях.
Показана возможность оценки частот неупругих процессов из электронного тока при потенциале, равном порогу процесса. Для инертных газов знание суммарной частоты неупругих процессов вместе с концентрацией электронов позволяет оценить величину концентрации возбужденных атомов на резонансных и мстастабильных уровнях. Предложен и апробирован в плазме ВЧ разряда метод определения ФРЭЭ из электронной ветви ВАХ зонда как решения некорректно поставленной задачи па множестве монотонных ограниченных функций. Метод эффективен для случаев, когда применение стандартных методов измерения ФРЭЭ затруднено (ВЧ или шумящей плазмы, когда необходимо увеличение рабочей поверхности зонда или плазмы повышенного давления). Обобщено выражение для дебаевского радиуса экранирования на случай неравновесной ФРЭЭ и показано влияние вида ФРЭЭ па величину ионного тока. В области промежуточных давлений экспериментально исследовано влияние конечного числа
26
столкновений на ионную часть ВАХ одиночного зонда и предложена методика определения концентрации ионов в этих случаях.
Экспериментально, на примере сильно неизотермической (Тс/Т * І02) плазмы НЧ разряда низкого давления в смеси Аг+СГ^Вг показано, что даже в случае весьма высокой доли отрицательных ионов (п+/пс^102) уменьшение величины тока положительных ионов на цилиндрический зонд не превышает «3 раз.
В седьмой главе обоснована методика применения зондов для диагностики электрических разрядов в сверхзвуковых потоках воздуха и плазменных струй.
Для измерения вольтамиериых характеристик (ВАХ) зонда были разработаны и апробированы автоматизированные схемы с оптической развязкой, позволяющие проводить быстрые измерения ВАХ. Для движущейся плазмы экспериментально и теоретически исследован вид ионной части ВАХ зонда в гидродинамическом режиме при существенном отклонении от классического случая насыщения с бесконечно малым размером дебаевского слоя. Результаты измерений для продольного и поперечного зондов в плазме импульсных струй, инжектированных в сверхзвуковой поток, удовлетворительно согласуются с результатами численных расчетов для условий экспериментов. Показаны пределы применения классического случая по отношению размеров дебаевского и диффузиоиного слоев.
27
ГЛАВА I.
ОБЗОР ЛИТЕРАТУРЫ ПО ВЗАИМОДЕЙСТВИЮ УДАРНЫХ ВОЛН II СВЕРХЗВУКОВЫХ ГАЗОВЫХ ПОТОКОВ С НЕОДНОРОДНЫМИ И НЕРАВНОВЕСНЫМИ СРЕДАМИ.
§1. Ударные волны в газоразрядной плазме.
Число экспериментальных и теоретических работ, посвященных взаимодействию УВ с плазмой, создаваемой тем или иным типом разряда, и выполненных за последние десятилетия, весьма велико. Во-первых, это связано с чрезвычайно большим
разнообразием случаев протекания электрического тока через газ. Только один, «классический» тип разряда - тлеющий - включает разряды в нормальном и аномальном режимах, разряды с коротким и длинным разрядным промежутком, ограниченные стенками и в свободном пространстве. Наконец, разряд может гореть в стационарном и разнообразных импульсных режимах, причем все они также различаются организацией внешней электрической цепи - в зависимости от того, к чему тяготеет источник питания -генератору тока или генератору напряжения. Возможные варианты нужно умножить на случаи взаимной ориентации направлений распространения фронта УВ и греющего
электрического поля - как минимум, параллельной (продольный разряд) и
перпендикулярной (поперечный разряд). Большинство из сказанного целиком
переносится на другой классический тип разряда - дуговой, а ведь есть еще ВЧ и СВЧ разряды различной организации, лазерная искра и т.д.
Во вторых, взаимодействие зависит и от характеристик УВ - как от ее интенсивности, так и типа - волны с постоянным давлением или взрывной волны. Наконец, совокупность характеристик разряда и УВ задаст влияние УВ на сам разряд. Все это создает чрезвычайно широкое ноле как для постановки экспериментов, так и трактовки получаемых результатов. Однако нас интересует конкретный вопрос - могут ли быть существенны специфические плазменные механизмы взаимодействия УВ с неравновесной плазмой, не связанные с нагревом газа? Поэтому рассмотрим прежде всего случай взаимодействия несильных (не ионизующих газ) УВ с неравновесной слабоиоиизоваииой плазмой, создаваемой тлеющим разрядом. Такие разряды возникают при не слишком высоких давлениях и небольших разрядных токах. Слабые УВ наиболее чувствительны к изменению свойств среды в процессе распространения, а малость энерговклада обеспечивает невысокий нагрев газа и соответственно возможность проявления не только тепловых, а других - «плазменных» механизмов. Именно в этом
28
случае существует наибольшее различие мнений в трактовке результатов исследований. Рассмотрим эффекты, наблюдавшиеся в эксперименте.
Начнем с результатов экспериментальных работ. По-видимому, одними из первых были эксперименты Чутова и Подольского [1-3], выполненные в электроразрядпых ударных трубах (ЭРУТ). Однако широкий интерес к изучению явлений, возникающих при падении УВ на область тлеющего разряда, связан с работами Климова [4-61 и Мишина [7-12] с соавторами. В открывающей серию экспериментов работе [4] исследовалось прохождение УВ, создаваемой ЭРУТ, через плазму стационарного продольного тлеющего разряда в воздухе при фиксированном давлении 30 Тор. Было обнаружено сразу несколько эффектов: «аномально» высокая скорость У В. размытие переднего фронта и изменение профиля давления. Утверждение об аномальности скорости было основано на оценке нагрева газа по данным интерференционных измерений в разряде и оценки роли теплового механизма ускорения УВ. Одним из основных процессов, приводящих к возрастанию скорости, по мнению авторов, мог быть стимулированный УВ релаксационный механизм, при котором запасенная на колебательных уровнях энергия идет на разогрев газа, приводя к увеличению скорости. В развитие работы [4] на той же установке в [5] исследовалось прохождение У В уже в распадающейся плазме тлеющего разряда в воздухе в последовательные моменты времени после гашения. Оказалось, что в течение «1 мс в распадающейся плазме поддерживается аномально высокая скорость, которая затем монотонно уменьшается до величины скорости падающей УВ. В следующей постановке [6] на плазму тлеющего разряда накладывалось слабое магнитное поле. Если поле продольной ориентации практически не влияло на изменение скорости в плазме, то при наложении поперечного поля скорость УВ снижалась. Все наблюдаемые изменения в скорости и амплитуде УВ связывались авторами с механизмом стимулированного выделения энергии возбужденных молекул и атомов за фронтом, возникающего вследствие резкой зависимости времен релаксации от температуры и давления газа.
Близкие по постановке эксперименты были выполнены в ЛФТИ [7-12]. Изучалось распространение УВ, генерируемой ЭРУТ, не только в продольном, но и поперечном разряде, в качестве рабочего газа использовался не только воздух, но и аргон. Измерения проводились при давлениях 10-30 Тор. Наблюдавшееся увеличение скорости распространения УВ в разряде вне зависимости от сорта газа (молекулярный или атомарный) авторы [7-8] связали с другим механизмом - возникновением в плазме перед фронтом У В ионно-звуковых волн, приводящих к появлению перед фронтом предвестника заряженной компоненты УВ. В [9] наличие предвестника было выдвинуто в
29
качестве основного механизма, объясняющего особенности поведения УВ в плазме. В эксперименте [10] предвестник заряженной компоненты УВ был обнаружен с помощью электрического зонда. В совместном эксперименте [II] при исследовании
распространения УВ в продольном тлеющем разряде в воздухе с помощью 8 мм СВЧ интерферометра, электрического зонда, лазерной шлирсн-системы, коллимированного ФЭУ и пьезодатчика обнаружено возникновение перед фронтом УВ не только предвестника электронной компоненты УВ, но и предвестников давления и плотности. Распространение УВ в поперечном (вертикально ориентированном) тлеющем разряде в воздухе и аргоне изучалось в [12]. В этом случае, п отличие от результатов [7-8], предвестник не сохранял стационарную форму и наблюдался его отход от ударной волны. В качестве тестового эксперимента было исследовано прохождение УВ через создаваемую электрической печкой осесимметричную тепловую неоднородность с подобным разряду радиальным профилем температуры. Оно показало, что в широком диапазоне режимов УВ ее параметры (скорость, амплитуда) не отличались от соответствующих расчетных тепловых значений, причем предвестник не появлялся.
Таким образом, в этом, по сути, первом цикле работ утверждалось, что тепловой механизм не в состоянии обеспечить наблюдаемые эффекты. Выло выдвинуто два основных механизма ускорения УВ в тлеющем разряде, не связанных с нагревом газа. Они, а также работы Бархударова [13, 14], посвященные изучению прохождения ударных волн через область лазерной искры, стимулировали широкий фронт дальнейших экспериментальных и теоретических исследований. Александровым и Тимофеевым с сотрудниками были повторены эксперименты по взаимодействию УВ с распадающейся плазмой лазерной искры и выполнены эксперименты с сильноточными разрядами [15,16]. Сысоевым, Галкиным и Шугаевым изучалось взаимодействие У В с лазерным углеродным факелом [17]. В [18,19] рассмотрено взаимодействие У В с горячей сферической областью, а также телами, окруженными слоем горячего газа. Наряду с искривлением фронта, изменением формы горячей области выявлены эффекты образования висячего скачка уплошения у внешней границы горячей области, кумуляции вторичной ударной волны на оси симметрии, спрямления (восстановления) искаженного головного фронта при удалении его от нагретой зоны. Аналогичные эффекты имели место и при взаимодействии плоской ударной волны с не нагретыми областями пониженной плотности [20].
В целом полученные (для существенно более плотной плазмы) результаты показали близость процесса прохождения УВ плазменного образования с прохождением тепловой (плотиостной) неоднородности, если для объяснения наблюдавшихся газодинамических эффектов учитывать ее форму и размеры. Вместе с тем модельные
30
эксперименты по прохождению сферической УВ через мыльные пузыри, наполненные легким и тяжелым газом, показали [14], что ослабление У В в лазерной искре нельзя полностью объяснить только нагревом лазерной искры и геометрией взаимодействия. Причина, в частности, может заключаться во влиянии медленной релаксации внутренних степеней свободы на распространение ударной волны, и этот процесс можно рассматривать па языке второй вязкости. В [21] показано, что учет ионизационной второй вязкости позволяет объяснить ослабление УВ в молекулярном газе.
В это же время эксперименты с тлеющим разрядом были проведены Евтюхиным. Марголииым и Шмелевым [22]. Изучалось распространение УВ в продольном тлеющем разряде в атомарных (Аг, Не) и молекулярных (Н2 и N2) газах в диапазоне давлений 1-30 Тор. В отличие от [4-12] эксперименты проводились не в электроразряд!юй, а в диафрагменной ударной трубе, что обеспечило существенно более корректную интерпретацию результатов. Числа Маха падающей УВ лежали в диапазоне от 2 до 5. Для всех газов при включении разряда регистрировалось увеличение средней скорости распространения УВ. Температура газа определялась на основе решения уравнения теплопроводности. В условиях проводимых опытов увеличение скорости УВ в основном определялось нагревом газа. Экспериментальные данные хорошо согласовывались с расчетом по одномерной теории, причем радиальное распределение температуры в цилиндрических трубках учитывалось заданием средней по сечению температуры. Дополнительные опыты, в которых вместо разряда по оси ударной трубы натягивалась тонкая проволока, по которой пропускался электрический ток, привели к аналогичным результатам.
Таким образом, авторы [22] высказали прямо противоположное авторам [4-12] мнение. Но поводу предлагавшегося детонационного механизма было отмечено, что развитие процессов, подобных детонации в газах, обладающих неравновесным запасом внутренней энергии, носит пороговый характер и определяется диаметром «4 , который в случае рслаксирующего газа зависит от начального давления рц. Проведенные ими расчеты показали, что характерный размер зоны релаксации колебательной энергии за фронтом УВ составляет (при р» =10 Тор, Го =100 К и Мо - 2) для водорода - 10 см, а для азота - на несколько порядков больше. В условиях работы [4] режим детонации невозможен. Отсюда не следует, что данный процесс в принципе нужно исключить. При создании протяженных плазменных объектов с высокой степенью возбуждения в трубах большого размера или при высоком начальном давлении колебательная энергия успеет выделиться за фронтом волны, что приведет к ускорению последней. В последующей работе [23) подчеркнуто сходство между влиянием неравновесных химически
реагирующих и колебательно-возбужденных газов. Авторами проанализированы различные случаи распространения ударных волн по колебательно - возбужденному двухатомному газу, рассчитаны параметры газа в зоне выделения неравновесной колебательной энергии за фронтом УВ, критический диаметр «колебательной детонации». Следует отмстить, что числа Маха, соответствующие детонационному режиму колебательно - неравновесного газа, в отличие от чисел Маха химической детонации, не очень велики.
Результаты многочисленных исследований по распространению УВ в неравновесных газовых средах подробно освещены в обзоре Осипова и Уварова [24]. Отметим здесь лишь несколько важных случаев. Так, примесь воды может сильно изменить картину колебателыюй релаксации, т.к. в этом случае скорость колебательной релаксации намного выше. Процесс распространения слабых плоских УВ в колебательновозбужденном азоте с примесью паров воды был численно исследован Встовским и Козловым [25]. При росте колебательной энергии по сравнению с равновесным случаем ударная волна усиливалась, причем эффект усиления зависел от начального числа Маха ударной волны. Однако для описания колебателыюй релаксации в [25] использовалась модель гармонических осцилляторов (модель Ландау - Теллера), что дает завышенное значение времени релаксации энергии молекул при сильной иеравповесиости газа.
Кроме того, одномерное приближение является заметным упрощением. Роль двумерпости была проанализирована Войновичем, Фурссико и Юферсвым [26]. Они рассмотрели взаимодействие плоской ударной волны с цилиндрической областью релаксируюшего газа - случай, близкий по постановке к выполненным экспериментам. Характер распространения У В существенно зависит от числа Дам келлера йа = г„/гут, характеризующего отношение характерного газодинамического времени г« ко времени релаксации тут- Для малых Оа Ч энерговыделеиис невелико, и одно и двумерный случаи взаимодействия близки. При Оа =100 реакция проходит полностью в узкой зоне за фронтом волны, которая распространяется по реагирующему газу со скоростью стационарной детонации. В этом случае имеется качественное различие профилей давления между одно- и двумерным взаимодействием.
В целом, теоретический анализ показал, что эффекты, наблюдавшиеся при распространении УВ в тлеющих разрядах в исследованных условиях, не могут быть связаны с релаксационным механизмом.
Второй, выдвинутый для объяснения экспериментов [7-8], механизм, связан с возникновением в плазме предвестника УВ. Наличие предвестника приводит к ускорению волны, аналогично тому, как это происходит при входе УВ в предварительно нагретый
32