Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Краткий обзор литературы и основные цели работы 9
1.1. Проблема управления сверхзвуковым потоком 9
1.2. Принцип работы магнитогидродинамического генератора 10
13. Инертные газы в качестве рабочей среды 13
ГЛАВА 2. Экспериментальная установка 15
2.1. Газодинамический тракт 15
2.1.1. Камеры высокого и низкого давления 15
2.1.2. Рабочая вакуумная камера 17
2.2. Оценка основных параметров плазмы для постановки эксперимента 20
2.2.1. Параметры потока за падающей ударной волной 20
222 Параметры за отраженной ударной волной 20
225. Расчет параметров плазмы в ускоряющем сопле 22
2.3. Выбор рабочих режимов 24
2.3.1. Оптимизация режимов 24
23.2 Основные экспериментальные режимы 30
2.4. Магнитная система 30
'2.4.1. Исходные предпосылки 30
2.4.2. Магнитные катушки 31
2.4.3. Характеристики системы питания катушек 35
2.4.4. Зарядное устройство 37
2.4.5. Коммутирующее устройство 38
2.4.5. Форма и величина импульса магнитной индукции 38
2.5. Формирование внешнего электрического поля 41
2.6. Выводы к Главе 45
ГЛАВА 3. Методики исследования плазмы 46
3.1. Измерение интегральных характеристик 46
3.1.1. Подключение внешнего источника напряжения 46
3.1.2. Измерение напряжения и тока 49
3.2. Распределение потенциала и проводимость 53
3.2.1. Пространственное распределение потенциала. 53
3.2.2. Проводимость 55
33. Определение температуры и концентрации электронов 55
3.3.1. Теоретические основы 55
3.3.2. Выбор эталона. 59
3.3.3. Калибровка приемных приборов 60
3.3.4. Процедура определения температуры электронов 69
3.3.5. Процедура определения концентрации электронов 72
3.3. б. Определение концентрации электронов по измеренной проводимости плазмы 73
3.4. Методы визуализации течения в диффузоре 73
3.4.1. Высокоскоростная камера ВСК-5. 73
3.4.2. Визуализация течения с помощью покадровой съемки светящихся неоднородностей74
3.4.3. Шлирен-регистрация картины течения в однократном режиме 76
3.4.4. Организация развертки шлирен картины течения во времени 77
3.4.5. Импульсный источник света 84
3.5. Ударно-волновая конфигурация в отсутствие внешних воздействий 86
3.6. Выводы к Главе '. 89
ГЛАВА 4. Пристеночные эффекты и параметры плазмы в ядре потока 90
4.1. Пристеночные слои в диффузоре 90
4.1.1. О природе пристеночных слоев 90
4.1.2. Собственно приэлектродные слои 91
4.1.3. Падение потенциала в пограничном слое 92
4.1.4. Температурный слой 94
4.1.5. Визуализация пристеночных слоев по собственному свечению плазмы 94
4.1.6. Визуализация пристеночных слоев шлирен-методом 97
4.2. Вольтамперные характеристики и эффективная проводимость плазмы 99
4.2.1. ВАХвмагнитоиндуцированном поле 99
4.2.2. ВАХ во внешнем электрическом поле 101
4.2.3. ВАХ во внешнем электрическом и магнитном полях 106
4.3. Пространственное распределение потенциала и проводимость в ядре потока 109
4.3.1. Распределение потенциала в межэлектродном промежутке 109
4.3.2. Проводимость плазмы в ядре потока 115
4.4. Концентрация и температура электронов 119
4.5. Кинетика ионизации ..122
4.6. Выводы к Главе 127
ГЛАВА 5. Взаимодействие в разных частях диффузора 129
5.1. Воздействие магнитного и электрического полей на параметры потока 129
5.1.1. Основные факторы, действующие на поток 129
5.1.2. Число Маха потока при внешних воздействиях 131
5.1.3. Основные параметры воздействия на поток 133
5.2. Классификация типов МГД-взаимодействия 134
53. Взаимодействие в разных частях диффузора 138
5.3.1. Зоны взаимодействия и режимы исследования 138
5.3.2. Электрические измерения. Режим В 141
5.3.3. Шлирен картины течения. Режим В 146
5.3.4.Электрические измерения. Режим D 149
5.3.5. Шлирен картины течения. Режими 154
5.3.6. Обсуждение результатов эксперимента 159
5.3.7. Формирование пристеночного слоя 161
5.3.8. Эффективность воздействия на скачки 162
5.3. Выводы к главе 164
ГЛАВА 6. Локальное воздействие магнитного и электрического полей на течение в диффузоре 166
6.1. Введение 166
6.2. Локализации поперечного тока 166
6.2.1. Воздействие во входной части диффузора 166
6.2.2. Вольтамперная характеристика 168
6.2.3. Области доминирования пондеромоторной силы и джоулева нагрева 171
6.2.4. Реакция положения входных скачков на внешние воздействия 171
6.2.5. Демонстрация ускорение потока под действием пондеромоторной силы 172
63. Локализации продольного тока 173
6.3.1. Воздействие в пристеночной области диффузора 173
6.3.2. Продольный ток во всем диффузоре 176
6.4. Выводы к Главе 178
ЗАКЛЮЧЕНИЕ 180
ЛИТЕРАТУРА
- Принцип работы магнитогидродинамического генератора
- Параметры потока за падающей ударной волной
- Распределение потенциала и проводимость
- Визуализация пристеночных слоев по собственному свечению плазмы
Введение к работе
Работы, связанные с проблемой создания гипервуковых летательных аппаратов, привели к возникновению новых направлений фундаментальных исследований. Одно из них - магнитогазодинамическое (МГД) воздействие на структуру и параметры сверхзвуковых потоков, содержащих скачки уплотнения. Этому направлению исследований посвящена и данная работа.
Интерес к этой проблеме вызван разработкой проектов аэрокосмических аппаратов нового поколения, летающих на гиперзвуковых скоростях (Л=4-Ї-8). Одной из важнейших проблем сверхзвуковой аэродинамики является регулировка положения скачков уплотнения, возникающих в полете на входе в воздухозаборник. При изменении высоты и скорости полета летательного аппарата, положение скачков меняется, при этом меняется полное давление в воздухозаборнике и расход кислорода при сгорании топлива. Система выходит из расчетного режима и возникает необходимость вернуть скачки в исходное положение. Регулировка входных устройств путем изменения геометрических параметров становится затруднительной при увеличении скорости полета, к тому же требует относительно больших затрат времени. Поэтому при гиперзвуковых скоростях возникает необходимость разработки новых методов управления течением.
Одним из перспективных методов в данном направлении по нашему мнению является управление предварительно ионизованным сверхзвуковым потоком при помощи МГД метода.
Основные этапы работы.
Основная цель работы исследовать возможность изменения ударно-волновой конфигурации в виде двух присоединенных скачков уплотнения, возникающей на входе в сверхзвуковой диффузор с полным внутренним поджатием потока, при помощи МГД метода. Главная задача эксперимента - выявить основные закономерности влияния внешних магнитного и электрического полей на положение входных присоединенных скачков и найти способ наиболее эффективного приложения внешних воздействий.
Для выяснения принципиальной возможности реализации такого способа управления течением в настоящей работе предприняты следующие шаги, отраженные в содержании диссертации, содержащей Введение, шесть Глав и Заключение.
В Главе 1 приводится обоснование актуальности задачи, дается краткий обзор литературы и излагаются основные принципы воздействия магнитного поля на поток низкотемпературной плазмы. Здесь же приводятся основные критерии потобия, по которым возможно моделирование течения воздушных потоков по течению инертных газов.
В Главе 2 описывается экспериментальная МГД установка, созданная на основе расчетов течений проводящего газа в сверхзвуковых входных устройствах с использованием простейших физических моделей. Основными блоками установки являются ударная труба с отражающим соплом, используемая для создания сверхзвукового потока низкотемпературной плазмы, и модель односкачкового диффузора с набором вмонтированных электродов. Установка снабжена системами генерации магнитного и электрического полей, а также системами регистрации ударно-волновой конфигурации и основных электрофизических параметров плазмы. Исследуемым объектом является течение плазмы инертного газа в диффузоре в скрещенных магнитном и электрическом полях. Здесь же обосновываются преимущества использования инертного газа в качестве рабочего вещества и выбор основных режимов работы ударной трубы, при которой возможны МГД эксперименты. Проведенные оценки возможности экспериментального изучения воздействия магнитного поля на сверхзвуковой поток слабоионизованной плазмы инертных газов дают представление о значениях параметров плазмы и магнитного поля, необходимых для эффективного управления структурой течения.
В Главе 3 описываются основные методики исследования течения в диффузоре. Здесь подробно описываются методы определения основных электрических и физических параметров плазмы, а так же способы визуализации ударно-волновых структур.
В Главе 4 основное внимание уделяется задаче разделения процессов, происходящих в объеме газа и в пристеночных областях и исследованию влияния пристеночных эффектов на течение в диффузоре. Приводятся экспериментально измеренные вольтамперные характеристики течения, распределение электрического потенциала внутри плазменного промежутка, данные по величине приэлектродного падения потенциала и эффективной проводимости плазмы. В ядре потока измерены значения электронной температуры, концентрации электронов и проводимости плазмы при изменении степени воздействия внешних полей и показано влияние селективного нагрева электронов и развития неравновесной ионизации на их величину. Спектральный анализ плазмы используется для уточнения механизма ионизации плазмы инертных газов в диапазоне средних температур.
В Главе 5 для выбранных экспериментальных режимов приводятся визуализированные картины течения, полученные при осуществлении МГД взаимодействия в различных областях диффузора. При этом анализируется степень изменения ударно-волновой конфигурации и сопоставляется с параметрами силового и теплового воздействия на поток, приводящие к этому изменению. Это позволяет определить три типа МГД-взаимодействия, а так же область диффузора, где приложение внешних воздействий для изменения ударно-волновой структуры течения наиболее эффективно.
В Главе 6 исследуется возможность локального воздействия на скачки при различных способах организации тока в диффузоре. При локализации поперечного тока во входной части диффузора произведено исследование изменения положения присоединенных скачков как при положительных, так и при отрицательных значениях электрического поля. В зависимости от соотношения внешнего поля и магнитоиндуцированного ЭДС выделены области, где в торможении или ускорении потока основную роль играет действие пондеромоторной силы, а так же области, где доминирует торможение потока вследствие джоулева нагрева газа в электрическом поле.
Все приведенные этапы данной работы позволяют продемонстрировать возможность и перспективность управления течением в сверхзвуковых потоках при помощи магнитогазодинамического метода, а так же актуальность и достаточную новизну исследований в данной области.
Положения, выносимые на защиту.
1. Разработка и создание МГД канала с секционированными электродами и системами генерации магнитного и электрического полей с широкой областью параметров течения и степени внешнего воздействия на поток.
2. Разработка и создание оптической системы для осуществления высокоскоростной покадровой съемки шлирен картин быстропротекающих процессов в прозрачных средах.
3. Демонстрация на опыте возможности изменения угла наклона присоединенных скачков при помощи внешних магнитного и электрического полей.
4. Обнаружение в тормозном режиме трех типов МГД взаимодействия, которые различаются газодинамическими структурами, возникающими при различной величине магнитной индукции.
5. Результаты исследования изменения ударно-волновой конфигурации при приложении электрического и магнитного полей к различным участкам диффузора и определение входного участка диффузора, как области, где внешние воздействия на ударно-волновую конфигурацию наиболее эффективны.
6. Методика и результаты измерений концентрации и температуры электронов, эффективной и объемной проводимостей плазмы инертного газа, движущейся в сверхзвуковом диффузоре при наложении внешних полей.
7. Определение положения «узкого места» в пространстве энергетических уровней, обеспечивающего механизм ионизации, для ксеноновой плазмы средних температур.
Принцип работы магнитогидродинамического генератора
Уместно отразить основной принцип работы МГД-генератора, как он описан в [1.26]. На рис. 1.1 показана принципиальная схема МГД генератора. Ионизованный газ протекает по каналу со скоростью и и пересекает силовые линии приложенного постоянного магнитного поля В. В движущейся ионизованной среде индуцируется электрическое поле напряженностью Е =[иВ]. При проектировании на соответствующие координатные оси направление Е характеризуется координатным равенством Е у=-ихВ2. Индуцированное поле Е движет электроны вверх. У верхней стенки канала накапливается отрицательный пространственный заряд, у нижней — положительный. Если внешняя цепь между электродами, помещенными на этих стенках, разомкнута, заряды накапливаются, пока созданное ими электрическое поле Е не уничтожает индуцированное (=- ). Потенциал нижнего электрода при этом превышает потенциал верхнего на V=Eh, где h -межэлектродное расстояние. Это напряжение по величине совпадает с ЭДС генератора e=E yh=- uxB2h, которая направлена противоположно оси_у.
Если цепь замкнуть через нагрузочное сопротивление и обеспечить достаточно высокую электронную эмиссию с нижнего электрода, например путем его активирования или нагревания, в цепи потечет ток. Реально электроны в газе непрерывным потоком дрейфуют вверх, исходя из нижнего положительного электрода, который, в отличие от обычного разряда, работает подобно катоду, и внедряясь в верхний. Частичное устранение приэлектродного пространственного заряда, уносимого током, приводит к уменьшению напряжения на плазме Vpi на величину Vy-VR=EJi по сравнению с V=\$. В пренебрежении эффектом Холла, в результате которого возникает ток вдоль оси х±Е, В, плотность тока в газе ґ-оіЕ+Е оіЕЦиВ]), или/у=о(гмосВг) 0 (1.1) Ток в цепи при этом будет I=jS, где S - в рассматриваемой прямоугольной геометрии площадь электродов и сечение действия магнитного поля. При протекании тока на газ действует тормозящая пондеромоторная сила (или сила Лоренца) FL-jB (1.2), в результате чего он и теряет энергию. Отношение мощности, выделяемой на нагрузке, к мощности, отбираемой от газа IV V -JL —SL«. (13) u(JB)hS \є\ т.е. электрический КПД генератора, тем выше, чем ближе ситуация к режиму разомкнутой цепи. Но абсолютная величина полезной мощности IVR максимальна, когда сопротивление \\ нагрузки RL и сопротивление плазмы Ref одинаковы и VR=L±. Если ввести понятие D коэффициента нагрузки к = —1 , это означает, что полезная мощность максимальна при =0.5. Направив ось у так, чтобы ток был положительным и переписывая (1.1) через коэффициент нагрузки, опуская при этом индексы проекции на оси координат, считая, что скорость имеет направление только вдоль оси х, а магнитное поле только вдоль г, получим, что напряжение на нагрузке VR=Eyh=IRL=-IRef=kuBh (1.4) В свою очередь для напряжения на плазме будем иметь следующее выражение VprEpite(uB Ey)h=uBh-kuBh=(l-k)uBh (1.5) Помимо работы пондеромоторной силы на плазму будет действовать джоулев нагрев плазмы в магнитоиндуцированном электрическом поле jEp,=(l-k)fuB (1.6) Ток и полезная мощность уменьшаются в результате протекания холловского тока/ , который возвращается по электродам. Этот нежелательный эффект частично предотвращается секционированием электродов вдоль оси х и замыканием каждой пары электродов через индивидуальную нагрузку.
Само понятие воздухозаборника подразумевает наличие воздушного потока. При таких числах Маха термической ионизации воздуха за ударной волной недостаточно, чтобы создать заметную проводимость. Поэтому разрабатываются различные методы ионизации воздуха внешними источниками энергии [1.27-1.29]. Они должны обеспечивать значение проводимости х, достаточное для МГД взаимодействия (a=10-f-100Gw/6w), при условии, что затраты на ионизацию не должны превышать нескольких процентов от электрической энергии, генерируемой бортовым МГД генератором. В настоящее время проблема ионизации воздуха в воздухозаборнике далека от своего решения. Это достаточно проблематичная задача вследствие быстрого процесса диссоциативной рекомбинации ионов молекулы азота и прилипания электронов к молекулам и атомам кислорода. Сохранить достаточную степень ионизации без ионизаторов, помещенных в исследуемый канал, практически невозможно.
Однако, уже сейчас некоторые газодинамические аспекты взаимодействия сверхзвукового потока с магнитным и электрическими полями могут быть решены при использовании в экспериментах в качестве рабочего вещества потока ионизованного инертного газа [1.30].
В отличие от воздуха инертный газы имеют коэффициент рекомбинации, на несколько порядков меньший, чем воздух [1.1], поэтому предварительно созданная ионизация может сохраняться относительно долго, что позволяет осуществить достаточное для изменение ударно-волновой конфигурации МГД взаимодействие в исследуемой области. Примером такой организации потока ионизованного газа является ударная труба с расширяющимся соплом [1.31]. Следует отметить, что при движении в магнитном и электрическом полях в инертных газах происходит значительный селективный нагрев электронов, который дополнительно поддерживает и развивает начальную ионизацию [1.1]. Правомерность моделирования течения в воздухозаборнике на инертных газах основана на критериях подобия данных течений [1.32]. При создании достаточной степени ионизации воздуха Ю -ьЮ"5 в канале, эти два рабочих вещества будут отличаться только газовой постоянной
Параметры потока за падающей ударной волной
Калибровка ударной трубы была выполнена в [2.2, 2.3]. Были измерены числа Маха падающей ударной волны в зависимости от отношения давлений в камере высокого и низкого давления ——, где в качестве толкаемых газов исследовались тяжелые инертные Рх газы Аг, Кг и Хе, а в качестве толкающих Не и Я?. На рис.2.4 показана типичная расчетная Х-Т диаграмма волн разряжения, контактной поверхности и ударной волны при распространении по каналу и при отражении от торца в конце ударной трубы. Индексом 1 обозначаются параметры газа перед падающей ударной волной, индексом 2 - за падающей волной, индексом 3 - состояние толкающего газа, индексом 4 - состояние невозмущенного газа в камере высокого давления и индексом 5 обозначаются параметры торможения. Время существования плазмы в области торможения определяется временем между отражением падающей ударной волны от торца трубы и приходом к торцу волны, отраженной от контактной поверхности. Сплошными линиями показан расчет по элементарной теории ударных труб, пунктирными линиями представлены экспериментальные данные. Видно, что реальное время жизни горячей пробки примерно в два раза меньше расчетных значений.
Это время по существу определяет рабочее время МГД секции ((4),(5),(6),(7) на рис.2.1). В [2.2] так же представлены данные по длинам зон ионизационной релаксации за падающей ударной волной, что дает возможность оценить будет или нет ионизационное равновесие за отраженной волной.
Параметры за отраженной ударной волной были рассчитаны в предположении полного термодинамического равновесия. Для расчета степени ионизации использовалась формула Саха. Проводимость рассчитывалась по элементарной аппроксимации, учитывающей рассеяние электронов на нейтралах и при кулоновском взаимодействии:
Дозвуковая часть сопла не рассчитывалась. При расчете параметров в сверхзвуковом сопле за начальные условия принимались значения в критическом сечении, рассчитанные по элементарной теории сопла [2.4]. Однако при задании параметров в критическом сечении учитывалось, что вследствие выделения энергии при рекомбинации соотношение между температурой торможения и температурой в критическом сечении не точно определяется простой изоэнтропической формулой: где Ср и Су - теплоемкости газа при постоянном давлении и постоянном объеме соответственно. При определении начальных условий предполагалось существование в критическом сечении ионизационного равновесия, определяемого электронной температурой Тест, которая полагалась на 10-20% выше, чем температура тяжелой компоненты Thcr- Сверхзвуковое течение в сопле рассчитывалось в приближении двухтемпературной плазмы с неравновесной ионизацией при трехчастичной рекомбинации. Поперечное сечение сопла определялось следующей формулой A = 2xd?-, (2.11) где р - угол раствора сопла, d - его ширина. Критическое сечение полагалось при Х=Хсг=1.42-1 Г2м. Кинетика неравновесной ионизации низкотемпературной плазмы развита в [2.5]. Для определения параметров в сопле решалась система уравнений, включающая в себя уравнения сохранения массы, момента и энергии, уравнение состояния газа в целом, уравнения баланса заряженных частиц и баланса энергии электронов. Вязкость и теплопроводность не учитывались. Ниже приводится используемая система уравнений: 1. Уравнение неразрывности для всего газа - (риА) = 0 (2.12) ах 2. Уравнение движения 3. Уравнение состояния du dp _ » .„ч ри—+ -f = 0 (2.13) dx dx p = nhkT + nekTe (2.14) 4.
Уравнение баланса полной энергии для газа в целом, при этом учитывались: а) охлаждение при газодинамическом расширении; б) затраты энергии на ионизацию Wt; в) потери энергии на излучение Qr ""л у-\р р ) Интенсивность излучения континуума определяется формулой Унзольда-Крамерса ъ4бт{2съ(кТеУ2 5. Уравнение баланса концентрации электронов 4-(п.иА)=п,А (2.17) ах пе=КіПепа-КтпІ (2.18) 6. Уравнение баланса энергии электронов, при этом учитывались: а) охлаждение при газодинамическом расширении; б) охлаждение и нагрев при ионизации или рекомбинации; в) потери энергии на излучение с) передача энергии тяжелой компоненте при упругих соударениях j J Adx Г пеиА\-и - = ,гге -0, -ЗА!.(Г. h)(veh) (2.19) -\ ) ах тпа Здесь р, р и и - плотность, давление и скорость газового потока; у = —; Wt — потенциал ионизации; - фактор Бибермана, меняющийся от 1 до 2 в зависимости от сорта F — F газа; Av = — - диапазон частот излучения, определяемый переходами между h потенциалом ионизации ЕІ И первым возбужденным уровнем Er, h — постоянная Планка; с — скорость света; Кі(Ге) и KK(TJ - коэффициенты ионизации и рекомбинации соответственно. Индекс h относится к тяжелой компоненте плазмы, е к электронам. В результате решения этой системы было получено распределение основных параметров плазмы вдоль оси сопла. Параметры, определенные на срезе сопла, полагаются параметрами течения на входе в диффузор и служат основой для расчета начального параметра Стюарта.
Распределение потенциала и проводимость
На рис.3.6. показана схема эксперимента. Ток протекает только через электроды, расположенные во входной части диффузора. Внешнее напряжение V формируется длинной линией, оно имеет такую полярность, что магнитоиндуцированный ток и ток от внешнего напряжения складываются. Для измерения распределения потенциала в межэлектродном промежутке входной части диффузора из боковой стенки канала в поток на 2мм были выдвинуты три точечные электрода 1-3, диаметром 2мм, делящие межэлектродный промежуток на четыре равные части, величиной 7.5мм. Измерялись падения напряжения на каждом выделенном участке: Vc-i - разность потенциалов между катодом и первым точечным электродом, Vj.2 и V2.3 - разность потенциалов между точечными электродами, УЗ-А - разность потенциалов между третьим точечным электродом и анодом. В приводимых экспериментах верхний электрод в камере являлся катодом, нижний - анодом. Мы полагаем, что искажениями, вносимыми точечными электродами в поток и распределение потенциала в межэлектродном пространстве мы можем пренебречь, исходя из следующих соображений:
1. При внесении зондов в движущуюся среду формируется система скачков обтекания, несколько увеличивающих проводимость плазмы в призондовой области. Но по сравнению с межзонодовым участком плазмы, на котором измеряется падение напряжение, размер этой области пренебрежимо мал и вносит малые изменения в величину сопротивления плазмы.
2. Искажение потенциала в точках расположения зондов за счет внесения металла в проводящую среду аналогичны и взаимно вычитаются при описанной в параграфе 3.1.2. процедуре определения разности потенциалов на межзондовом участке.
Проводимость.
Вследствие пристеночных и приэлектродных эффектов проводимость плазмы распределена неоднородно вдоль межэлектродного промежутка. Можно вьщелить три характерных области плазмы с разной проводимостью. Прикатодная, прианодная области и ядро потока. Эффективная проводимость плазмы, включающая в себя все области проводимости, определялась как ІУАС W=Fs (3-8) АС где / - ток в цепи, измеряемый по падению напряжения на сопротивлении нагрузки по формуле (3.6), S - площадь электрода и межэлектродного промежутка, yAC=h - расстояние между электродами. Объемная проводимость, или проводимость ядра потока определялась как (3.9) где у 1.з — расстояние между первым и третьим точечными электродами.
Для измерения электронной температуры и концентрации была выбрана методика, разработанная в работах Бибермана и Нормана [3.1], основанная на теории Унзольда-Крамерса [3.2]. Методика основана на особенностях сплошного излучения инертных газов вследствие особой структуры их энергетических уровней. Схема энергетических уровней представлена на рис.3.7. Видно, что имеется область, непосредственно примыкающая к свободной зоне, с относительно густым расположением термов, с которой происходят свободносвязанные переходы. Наряду с тормозным излучением за счет свободно-свободных переходов они обеспечивают сплошной спектр излучения. Детально распределение энергии в сплошном спектре ксенона исследовалось в [3.3]. Распределение энергии в зависимости от частоты приведено на рис.3.8. Было показано, что за счет того, что в густой последовательности термов ксенона имеются окна при vj v V2 и v V3, интенсивность сплошного излучения /v в этих областях зависит от частоты следующим образом:
Таким образом, для определения электронной температуры достаточно измерить интенсивность собственного свечения плазмы в континууме на двух длинах волн в ультрафиолетовой области спектра. Для регистрации спада собственного свечения плазмы в ультрафиолетовой области, а так же для спектральных исследований в данной работе использовался спектрометр Ocean Optics S2000, позволяющий получить за пролетное время спектр излучения в широком диапазоне длин волн 200-850/tw, с хорошей степенью разрешения.
Концентрация электронной компоненты измерялась регистрацией интенсивности собственного свечения плазмы на длине волны Х1=405нм при помощи фотоумножителя жалюзного типа ФЭУ-79, имеющего хорошую чувствительность в ультрафиолетовой области спектра и достаточно устойчивый сигнал к наводкам со стороны внешнего магнитного поля. При этом использовался интерференционный фильтр с узкой полосой пропускания Юнм.
При таком методе исследования параметров плазмы необходимо знать чувствительность приемных приборов по абсолютной величине сигнала. Для этого была произведена градуировка сигналов по свечению эталона.
Так как в данной работе для создания потока ионизованного газа используется ударная труба вполне естественно, что в качестве эталона было выбрано свечение газа за падающей ударной волной в ударной трубе. Достоинством этого эталона является то, что можно выбрать такой режим работы ударной трубы, при котором параметры плазмы за падающей ударной волной, такие как температура электронов, концентрации электронов и атомов, будут близки к параметрам плазмы в диффузоре. Существует ряд работ, посвященных подробному изучению течения газов в ударных трубах [3.4-3.13]. Физические процессы, происходящие за ионизующими ударными волнами, описаны в работе [3.4]. Так как состояние плазмы в пробке ударно сжатого газа в ударной трубе близко к термодинамическому равновесию, существует достаточное количество теоретических расчетов основных плазменных характеристик течения в ударных трубах, хорошо описывающих экспериментальные данные. Основные результаты по расчетам и измерениям параметров плазмы за прямой и отраженной ударными волнами изложены в сборнике [3.4]. Основополагающей работой в этом сборнике является работа Г.Печека и С.Байрона [3.5]. Расчеты основных параметров плазмы инертных газов за прямыми и отраженными ударными волнами представлены в таблицах [3.6]. Результаты экспериментальных измерений и теоретических расчетов температуры, степени сжатия, степени ионизации в пробке ударно сжатого ксенона в ударной трубе в зависимости от числа Маха падающей ударной волны подробно описаны в [3.8]. Эти данные были использованы при построении калибровочной кривой для определения температуры, а так же для определения коэффициента пересчета показания регистрирующего собственное свечение плазмы прибора, в данном случае фотоумножителя, на абсолютные значения интенсивности свечения при определении концентрации электронов.
Визуализация пристеночных слоев по собственному свечению плазмы
Поправочный коэффициент для процедуры определения концентрации электронов был найден из осциллограмм, приведенных на рис.3.10. Зная температуру и концентрацию электронов для выбранных режимов (см. Таблицу 3.1) по формуле (3.11) были рассчитаны абсолютные значения интенсивности собственного свечения плазмы hi на длине волны 405/ш. Путем сопоставления этих значений с показаниями приемника (ФЭУ) Jxi был найден поправочный коэффициент k = —— пересчета показаний фотоумножителя J и, на абсолютные значения интенсивности 1ц. Снимая интенсивность собственного свечения Jxi в диффузоре на этой же длине волны при помощи того же ФЭУ и интерференционного фильтра, при этом, сохраняя оптический путь и аппертурные углы регистрируемого пучка света, мы находим абсолютное значение интенсивности собственного свечения плазмы /д/ в диффузоре на данной длине волны. Погрешность определения абсолютной интенсивности находится в переделах 5%. Зная измеренную в диффузоре по вышеописанной процедуре температуру плазмы Те, по формуле (3.13) находим концентрацию электронов пе в диффузоре.
Для определения погрешности измерения концентрации электронов воспользуемся формулой (3.13), раскрывая производную произведения и сокращая при делении одинаковые множители:
Таким образом, погрешность определения концентрации электронов по интенсивности свечения плазмы составляет не более 25%.
Зная проводимость плазмы в ядре потока можно оценить концентрацию электронов. Исходя из формулы (2.1) определения проводимости плазмы можно выразить концентрацию электронов следующим образом:
Используя температуру электронов, измеренную в эксперименте, по формулам (2.2.-2.9) можно оценить величину частоты столкновений (ves), а значит и определить концентрацию электронов. При оценке сечения столкновения по формуле (2.9) использовалась концентрация электронов, измеренная по излучению. При этом ошибка в определении концентрации будет определяться неточностью определения проводимости (15%) и ошибкой в определении частоты столкновения (15%), что в сумме составляет 30%.
Для исследования изменения во времени картины течения использовалась высокоскоростная камера ВСК-5 отечественного производства в режиме высокоскоростной фотокамеры. Данная камера позволяет регистрировать до ,130 кадров процесса с временем экспозиции \+Змкс и временем между кадрами Ъ±5мкс в зависимости от скорости вращения развертывающего зеркала. В стандартном варианте оптическая схема высокоскоростной фотокамеры представлена на рис.3.17. Для регистрации в ждущем режиме (готовым к работе при любом положении многогранника) оптическая схема состоит из двух индентичных систем, каждая из которых работает поочередно следующим образом. Объектив 2 строит изображение в плоскости полевой диафрагмы, расположенной перед коллективом 5. Затем коллективом 3 и объективом 4 это изображение передается в район отражающих граней развертывающего зеркала 5 — центр изображения Си. Далее изображение объекта зеркальным многогранником и идентичными объективами 6 и 7 передается на фокальную дугу. Одновременно с изображением объекта в плоскости Си коллектив 3 и объектив 4 строят изображение алертурной диафрагмы в районе объективов б и 7. При вращении зеркального многогранника изображение алертурной диафрагмы переходит с одного из идентичных объективов на другой, осуществляя быстродействующий световой затвор. При этом за каждым из идентичных объективов на фокальной дуге последовательно вспыхивают изображения объекта съемки через малые промежутки времени (оптико-механический метод экспонирования). В качестве зеркального развертывающего узла используются два четырехгранника 5, закрепленные на одной оси и развернутые один относительно другого на 45. Каждый из четырехгранников работает в своем оптическом канале. При вращении зеркального многогранника происходит поочередная запись одного и второго канала, расположенная на фотопленке в два ряда (рис.3.17). Поскольку угол регистрации четырехгранника составляет 9(Р, полный рабочий угол регистрации от обоих четырехгранников равен 180Р.
