Лазерно - инициированный СВЧ разряд в сверхзвуковом потоке воздуха Хоронжук Роман Сергеевич

Содержание к диссертации

Введение

Глава 1 Современное состояние основных направлений плазменной аэродинамики 7

1.1 Безэлектродный разряд СВЧ диапазона в покоящемся газе 7

1.1.1 Электродинамическая модель эволюции СВЧ стримера 11

1.2 Лазерный разряд в газах 13

1.3 Основные явления происходящие при вложении ЭМ энергии в сверхзвуковые потоки. 20

1.4 Обзор взаимодействия тепловых следов плазменных образований и ударными волнами 30

Глава 2. Лазерно-инициированный микроволновый пробой 34

2.1 Описание экспериментального стенда плазменной аэродинамики. 34

2.2 Лазерный пробой в газе 39

2.3 Эффективность вложения лазера пикосекундного диапазона. 42

2.4 Лазерная инициация СВЧ разряда 48

2.5 Увеличение длинны СВЧ разряда 52

2.6 Спектральные исследования 61

Глава 3. Приложения к газодинамическим объектам 66

3.1 Результат взаимодействия самостоятельного СВЧ разряда с ударной волной 66

3.2 Результат взаимодействия лазерных разрядов (одиночного и двойного) с ударной волной . 69

3.3 Воздействие на поток лазерно-инициированных СВЧ импульсов. 73

3.3.1 СВЧ разряд, инициированный одиночной лазерной искрой 73

3.3.2 СВЧ разряд, инициированный двойной лазерной искрой 76

Заключение 81

Список литературы 84

• Электродинамическая модель эволюции СВЧ стримера
• Обзор взаимодействия тепловых следов плазменных образований и ударными волнами
• Эффективность вложения лазера пикосекундного диапазона.
• Результат взаимодействия лазерных разрядов (одиночного и двойного) с ударной волной

Введение к работе

Актуальность работы. Работы по использованию электромагнитных
разрядов в различных приложениях газо- и аэродинамики ведутся
достаточно давно. Исследования включают изучения методов и
последствий вклада энергии в поток газа посредством лазерного, СВЧ,
барьерного и поверхностного разрядов х[1-8]. Объектами исследования
являются эффекты изменения параметров обтекания тел, степень
турбулизации зоны отрыва за счет влияния на пограничный слой. Важной
задачей является исследования воздействия вложений ЭМ энергии в
сверхзвуковой поток на головную ударную волну у сверх и гиперхзвуковых
аппаратов. К таким исследованиям необходимо отнести работы группы
ученыхпод руководством академика В.А. Левина по отрыву ламинарного
[9] и турбулентного [10] сверхзвукового пограничного слоя, при

энерговложениях в виде электрического разряда, а так же работы по влиянию на обтекание аэродинамических тел [11]. Вопросы применения в аэродинамике тлеющего [12], лазерного [13] , и прочих [14] освещены в работах коллектива под руководством академика В. Фомина

Особый интерес к управлению сверхзвуковыми потоками путем вложения СВЧ и лазерной энергии подчеркивается совместными экспериментально –расчетными работами проводимыми ОИВТ РАН(В. Бровкина, Ю. Колесниченко), университете Ратгерса (проф. Д. Кнайта) и вычислительного центра РАН ( О. Азаровой), , [6], [15-18].

Вышеперечисленные исследования относятся к тепловому типу
воздействия на поток, электромагнитные разряды при этом служат лишь
источником нагрева. Другой способ воздействия – применение

магнитогидродинамических эффектов подробно рассмотренных в работах исследователей ОИВТ РАН(например, А.Бочарова [19]) и ФТИ имени Иоффе (С.В Бобашев. например, [20] [21]).

Достоинствами всех перечисленных методов управления

обтеканием являются: отсутствие необходимости использования

механических частей летательного аппарата для воздействия на
обтекающий на поток, малая инерционность, полностью электронное
управление процессом. Значительное разнообразие видов

электромагнитных разрядов принципиально позволяет производить
энерговложения в поток в огромном диапазоне временных и

пространственных параметров.

Данная работа посвящена исследованию возможности реализации
лазерно-инициированного микроволнового разряда в сверхзвуковом
потоке воздуха и его использовании для задачи изменения обтекания тела.
Данный вид разряда может быть реализован с применением хорошо
освоенных СВЧ генераторов с диапазоном импульсной выходной

мощности 100-200 киловат и наличие широкого класса твердотельных лазеров позволяющих достичь пробойной напряженности поля в газе для важного на практике диапазона давлений (40-760Торр). Лучевой характер вложения энергии позволяет получать необходимые разряды на удалении от летательного аппарата, с возможностью локализации энерговложения во времени и пространстве. Важной особенностью комбинированного разряда является возможность получения микроволнового вложения энергии в поток с наиболее оптимальной для аэродинамических приложений пространственной формой.

Вышесказанное делает исследование комбинированного лазерно-микроволнового разряда в сверхзвуковом потоке воздуха интересной и актуальной задачей.

Цель диссертационной работы

Целью работы является исследование способов реализации и условий возникновения, физических параметров лазерно инициированного вложения в сверхзвуковой поток газа(воздуха). Эти исследования должны включать оценки эффективности влияния энерговклада комбинированного разряда на ударно-волновые структуры и обтекание тела в сверхзвуковом потоке, нахождение оптимальных параметров разряда для достижения наибольшего аэродинамического эффекта.

Практическая значимость результатов исследования

На основании результатов работы можно утверждать, что использование многоточечной инициации позволяет получить тепловой след от СВЧ разряда требуемой длинны и формы

Положения, выносимые на защиту и научная новизна

1 В сверхзвуковом потоке воздуха подтверждается снижение порога
для СВЧ разряда при лазерной инициации.

1. В сверхзвуковом потоке газа возможна реализация оптического пробоя с частотами недоступными для покоящегося газа.

2. СВЧ разряд может позиционироваться в пространстве тепловым следом лазерной искры.

4 Для инициации СВЧ разряда лазерной искрой целесообразно
применение лазерных импульсов с минимально достаточной для получения
оптического пробоя энергией, при минимальной длительности

6 Экспериментально подтверждено развитие вторичной волны ионизации между СВЧ плазмоидами при их инициации двумя последовательными лазерными искрами. Обнаруженный эффект снимает ограничения протяженности СВЧ разряда высокого давления величиной в 2/3 длинны волны.

Апробация работы и публикации

Основные результаты работы были опубликованы в двух периодических изданиях индексируемых базой данных Scopus

1. Mashek I.C., Lashkov V.A., Khoronzhuk R.S., Potapenko D.P., and Brovkin V.G. Microwave energy deposition in supersonic flows on laser-initiated dipole structures // AIAA-2014-0487.

2. Khoronzhuk R.S., Karpenko A.G., Lashkov V.A., Potapenko D.P., and Mashek I.C. Microwave discharge initiated by double laser spark in supersonic airflow. // J. Plasma Physics, Vol. 81, No. 03, June 2015

и сделано 9 докладов на Российских и международных конференциях: всероссийская конференция «Физика низкотемпературной плазмы », Петрозаводск, 2011, JointErcoftac/PlasmaaeroWorkshop 2012, Toulouse, workshop “Thermochemical processes in plasma aerodynamics”. St.Petersburg, 2012, 5th European conference for aeronautic and space sciences 2013, Munich, 13th International Workshop on Magneto-Plasma Aerodynamics, Moscow, 2014, The American Institute of Aeronautics and Astronautics Aerospace Sciences Meeting 2014, Maryland, 6th European conference for aeronautics and space sciences, Krakow, 2015, the 15th International Symposium on Flow Visualization, Minsk, 2012.

Личный вклад автора

Автором был создан канал лазерной инициации СВЧ разряда на
сверхзвуковой газодинамической установке. Проведена работа по
организации сбора данных с измерительного комплекса, синхронизации и
автоматизации работы всей установки. Исследования вложения энергии
лазером пикосекундного диапазона было проведено автором

самостоятельно. Все представленные экспериментальные результаты получены и обработаны автором или при его непосредственном участии.

Структура и объем диссертации

Электродинамическая модель эволюции СВЧ стримера

В грубом приближении положение минимума пороговой кривой Et(p) можно установить на основании того условия, которое в какой-то мере разграничивает предельные случаи низких и высоких давлений, когда v2m «со2 и v2m »со2 соответственно. Это условие заключается в равенстве по порядку величины частот столкновений и поля: vm co . Частота, при которой порог минимален, пропорциональна давлению газа. Этот результат качественно подтверждается опытом. В СВЧ диапазоне газы легче всего пробиваются при давлениях порядка единиц-десятков Торр (в оптическом - при десятках и сотнях атмосфер).

При низких давлениях пороги пробоя газа определяются главным образом диффузией. Так как пороговые поля велики электрон при наборе энергии быстро проскакивает "опасную" энергетическую зону между потенциалами возбуждения и ионизации, возбуждая атомы с малой вероятностью. При высоких давлениях диффузия происходит медленно и порог в основном определяется потерями энергии. Скорость неупругих столкновений, как и упругих, пропорциональна давлению. При условии компенсации энергетических потерь полем следует что при v2m « г»2 средняя энергия электронов есть функция E/p. Чтобы ионизация была эффективной, средняя энергия электронов не должна быть слишком малой по сравнению с потенциалом ионизации, что в какой-то мере фиксирует величину E/p. В этих условиях пороговое поле не зависит от о, если Й2« , и в рамках приближения не зависит от Л, как в случае чисто упругих потерь. Для СВЧ пробоя молекулярных газов требуются более высокие поля, чем для атомарных, так как электрону приходится затрачивать много энергии на возбуждение колебательных и более низко лежащих в молекулах электронных уровней, и это тормозит набор энергии в поле. В электроотрицательных газах пороги также высокие, поскольку существуют дополнительные потери электронов на прилипание [22].

Все вышесказанное относится к первому этапу развития СВЧ разряда -электронной лавине. Наиболее полная картина представлена в работах [23-26] описывается электродинамической моделью эволюции СВЧ стримера.

Стример рассматривается как две бегущие в противоположных направлениях вдоль внешнего поля волны ионизации [24] Внешнее поле равномерное, плоскополяризованное. Объемные заряды возникают в результате колебаний электронов относительно неподвижных (на периоде) ионов. Заряды сосредоточены на фронтах волн ионизации.

Согласно рассматриваемой модели развитие электронной лавины приводит к образованию квазисферического плазмоида (стадия 1, [24]). Этот процесс продолжается пока плазменное облако прозрачно для падающего СВЧ излучения. (е — 1 « 1, где-диэлектрическая проницаемость плазмы). Основные процессы при этом - ударная ионизация во внешнем электростатическом поле, прилипание, диффузия.

При достижении плотности электронов, соответствующей условию \Е — 1\ « 1, значительное влияние начинают оказывать объемные заряды. Наведенное ими поле в полярных областях плазмоида усиливает внешнее поле Е0, в следствие чего волны ионизации распространяющиеся вдоль вектора Е0 имеют большую скорость чем в нормальном к Е0направлении. Соответственно плазмоид вытягивается вдоль вектора внешнего электростатического поля (стадия 2, «электростатическая», [24]). При дальнейшем увеличении объёмных зарядов и размера плазмоида поле протекающих токов компенсирует поле зарядов (стадия 3, «электродинамическая»), что является причиной остановки роста плазмоида до размеров /о Л. На этом рост плазмоида прекращается, наступает квазиравновесие процессов ионизации и рекомбинации, а такие параметры как поглощаемая мощность становятся квазистационарными функциями (стадия 4, «квазистационарная») [27].

Как было отмечено выше, целью данной диссертационной работы является исследование теплового влияния разрядов на аэро- и газо-динамические процессы, поэтому вопрос перехода СВЧ энергии в Джоулево тепло газа является одним из основных вопросов наряду с формой этого вложения. Рассмотрим СВЧ импульс достаточно длительный по сравнению с временем развития электронной лавины, но все-же ограниченный во времени. Тогда описанная выше модель развития СВЧ разряда позволяет сделать вывод о том, что первые две стадии длятся постоянное для данных условий (плотность газа, частота и амплитуда СВЧ поля и т.д.) время, а третья(квазистационарная) - в зависимости от длительности СВЧ импульса. И, поскольку поглощаемая мощность стационарна во времени, то и Джоулево тепло переданное газу пропорционально длительности СВЧ импульса после прекращения роста плазмоида. Это чрезвычайно важный вывод, поскольку он может предоставить способ дозировки вложения СВЧ энергии в газ путем контроля длительности СВЧ импульса.

Обзор взаимодействия тепловых следов плазменных образований и ударными волнами

Визуализация газодинамических процессов осуществляется теневой схемой на базе прибора ИАБ 450, имеющим фокусное расстояние 2 метра Пространственно – временная регистрация самосвечения разрядов, их формы, картин обтекания осуществляется высокоскоростной камерой оснащенной ЭОП PCO Dicam.pro с разрешением 1024x1024 точки и минимальной выдержкой 5 нс.

Система синхронизации и управления экспериментом реализована на базе универсальной платы NI-USB 6343с программным обеспечением на LabView.

С целью определения возможностей установки и исследования эффективности вложения энергии лазерного импульса в аэродинамические структуры, при различных статических давлениях (100-760Торр) был произведен ряд экспериментов в покоящемся воздухе. Для оценки энерговклада от лазерного импульса по изображению был произведен анализ радиуса ударных волн в зависимости от времени при различных давлениях. Лазерный разряд удовлетворяет условиям задачи точечного взрыва без учета противодавления только в первые микросекунды после лазерного пробоя. Получить же качественное теневое изображение ударной волны в начальные(1-2мкс) моменты времени невозможно ввиду засветки от лазерной плазмы.

В работе Седова [30] показано, что если скорость распространения ударной волны D больше скорости звука в невозмущенной области a1 в 10 раз, то упрощенная модель “сильного взрыва” дает ошибку менее 5 %. Как показано ранее, при имеющейся мощности лазера взрыв не является сильным и его нельзя рассчитывать без учета противодавления. При учете же противодавления нельзя получить аналитического решения.

Численное решение задачи с учетом противодавления подробно описано в работах[51-54]. Решение задачи с учетом противодавления позволяет расширить область времени для которой хорошо рассчитываются ударно-волновые структуры от лазерного вложения энергии до 6..10 мкс после лазерного пробоя . Затем (при временах более 10мкс) интенсивность ударной волны падает и скорость ее становится приближенно равной скорости звука в среде.

Решалась обратная задача: параметры «взрыва», а именно область ввода энергии r0, начальная энергия E0 варьировались при неизменном начальном давлении P таким образом, чтобы результат вычислений как можно лучше совпадал с полученными фотографиями реального эксперимента в котором для пробоя использовался импульс с энергией 145мДж. Энергию E0, соответствующую наилучшему совпадению принимали за энерговклад лазерного импульса в ударно-волновые структуры в газе. По результатам вычислений рассчитывался коэффициент преобразования энергии a=E_0/E_laser. Все действия повторялись для ряда начальных давлений.

Данный результат хорошо согласуется с увеличением лазерных пробойных полей с понижением давления: чем позднее достигаются пробойные напряженности поля, тем больше лазерной энергии проходит сквозь область фокусировки без взаимодействия с веществом.

В предположении что лазерное излучение и сама лазерная искра существенно изменяют концентрацию электронов только в малой области вблизи фокуса, можно утверждать что на коэффициент преломления, а значит на Шлирен-фотографии, полученные в результате эксперимента, влияет только градиент плотности воздуха. Было принято решение в численном моделировании вложения энергии производить расчеты не только радиуса ударной волны, но и всю структуру плотности газа в области пробоя (Рис 17).

В сверхзвуковом потока с числом Маха 1,5 ударно-волновые структуры от лазерной искры перемещаются вместе с воздушным потоком со скоростью V = 0.5 мм/мкс. Таким образом, нагретая разреженная область образованная первой лазерной искрой полностью уходит из области каустики лазерного луча за 6 - 10 мкс. Это дает возможность реализовать вторую лазерную искру при условии задержки между лазерными импульсами более 6мкс.

Газодинамические процессы в таком эксперименте нельзя рассчитывать в одномерном приближении. Так как задача имеет две плоскости симметрии, то рационально проводить трехмерные расчеты только в четверть исследуемой области. Размер сетки выбирался для обеспечения достаточно высокого пространственного разрешения 500x250x250 внутренних ячеек (31 млн. ячеек). При этом шаг сетки составлял h = 1 Ю-4 м [55]. Как было показано выше для одиночного лазерного разряда при давлении для p1 = 150 Торр коэффициента поглощения составляет всего _ = 0,14 %. Поэтому расчет производился для энергии E1 = 0,2 мДж. Энергия считалась мгновенно вводимой в поток с числом Маха M = 1,5 на оси и на расстоянии 5 мм от начала расчетной области. Возмущения от лазерной искры сносится вниз по потоку и через t1 = 30 мкс производился повторный ввод энергии. На Рис 18 представлены профили плотности через t2 = 10 мкс после второго ввода энергии. Так как энергия ввода очень мала, правая ударная волна имеет малую интенсивность. Слева дано распределение плотности, в увеличенном масштабе.

Эффективность вложения лазера пикосекундного диапазона.

В соответствии с правилами отбора [60], возможны 16 главных ветвей рассматриваемого перехода. При вычислениях использовались данные по переходам на вращательные термы F±, как имеющие наибольшую интенсивность. Это приближение увеличивает погрешность измерений, но позволяет дать количественную оценку вращательной температуры по упрощённому пути.

Используемая нами связка оборудования не имела достаточной разрешающей способности, поэтому регистрация спектров проводилась с интервалом 0,5 нм, затем данные экстраполировались. Далее при помощи значений длин волн и их квантовых чисел [61] были найдены интенсивности отдельных, неразрешенных линий.

Наибольшее внимание было уделено диапазону 334,6-336,5 нм, так как именно в этом диапазоне находятся линии R-ветви вращательной структуры молекулы азота, соответствующие большим квантовым вращательным числам.

Т.е. Tt = 650 К. К сожалению, данный результат носит очень ограниченный практический интерес. Как видно из Рис 35 , несмотря на то, что СВЧ разряд длится 3 микросекунды, линия 337нм наблюдаются только в начальной его стадии, в момент роста СВЧ стримера. При анализе разрешенных во времени линий спектра свечения рассматриваемого разряда было обнаружено, например, что максимум яркости линии атомарного кислорода (777 нм) наблюдается на второй микросекунде после инициации СВЧ разряда (Рис 36). Это время соответствует стационарной стадии развития ( после окончания роста) СВЧ плазмоида , во время которой и происходит основной вклад энергии СВЧ излучения в плазму.

Одним из важных результатов работы со спектральной частью установки является отсутствие различий в составе и динамике спектральных линий при инициации разрядов в сверхзвуковом потоке и покоящемся воздухе. Это позволяет использовать результаты того огромного количества исследований различных авторов по физике СВЧ разряда проведенных в покоящемся газе

На рис 37 показан типичный ход развития эксперимента по воздействию на поток при помощи СВЧ разряда. Изображения пронумерованы в хронологическом порядке. На первом изображении яркая область в центре – самостоятельный СВЧ разряд. Через время порядка 90мкс нагретая разрядом область воздуха достигает головной ударной волны и вызывает ее деформацию и отход от аэродинамического тела. На рисунках 3 и 4 за отошедшей ударной волной заметно образование воздушного вихревого движения которое и способствует снижению головного сопротивления модели.

График на Рис 38 показывает развертку во времени сигнала датчика давления в торце аэродинамической модели. Резкий положительный всплеск на графике в области 80мкс вызван помехой на датчик давления от СВЧ импульса. Провал является следствием взаимодействия области газа нагретого СВЧ разрядом с головной ударной волной.

Развертка во времени сигнала с датчика давления в торце затупленного цилиндра при воздействии на поток самостоятельным СВЧ разрядом при различных давлениях. где р0 - давление на торце аэродинамической модели, ар- статическое давление в рабочей камере. Импульс АК который получает тело в результате взаимодействия области газа, нагретой СВЧ разрядом, можно оценить как: AK = Sm\ (p 0s - p 0(t))dt Где Sm - площадь миделевого сечения модели, p 0s - давление в критической точке модели при обычных условиях, р0 (t) - давление в критической точке при взаимодействии с нагретой областью газа, t - время эксперимента. Так же в дальнейшем будем оценивать импульс полученный в результате взаимодействия модели с областью воздуха, нагретого лазерным и лазерно-инициированным СВЧ разрядом.

На Рис 39 - момент полученный моделью за счет воздействия на поток при помощи СВЧ разряда. Видно, что при одних и тех же параметрах СВЧ импульса при более высоких давлениях эффективность выше. 3.2 Результат взаимодействия лазерных разрядов (одиночного и двойного) с ударной волной.

Был произведен ряд экспериментов по воздействию на обтекание тела лазерными разрядами. В отличие от работы [1], в которой предлагалось использовать лазерный разряд в качестве «плазменного копья», заменяющей традиционно применяемую в аэродинамике твердотельную иглу, автор исследовал вложения лазерной энергии перед ударной волной, аналогично [45]. Использовалось два импульса с энергией 145мДж каждый и длительностью 10нс с различными задержками друг между другом. Измерялось давление торможения импульсным датчиком давления на торце затупленного цилиндра. Характер воздействия ударной волны перед аэродинамическим телом совпал с описанным в [45].

Поскольку продолжительность воздействия на обтекание тела одной тепловой ямы от лазерного разряда значительно превышает как длительность лазерного импульса, так и время ухода из области каустики лазерного луча газа, прореагировавшего с первым лазерным импульсом, было реализовано воздействие на ударную волну двумя лазерными импульсами. Изменение задержки между ними приводит к различным эффектам, как то: один большой провал по давлению примерно равный по времени одиночному, более широкий провал (увеличили время), два провала(время между импульсами больше времени влияния одного импульса) Рис 41. График показывает развертку во времени величины /р, где р0 - давление на торце аэродинамической модели, а р -статическое давление в рабочей камере. В дальнейшем будем пользоваться теми же обозначениями. Превышение давления на торце модели относительно статического за счет набегающего сверхзвукового потока с числом Маха 1.6 составляет 3.5Ро/р. Провал отображает снижение лобового сопротивления модели в потоке, т.е. полезный с точки зрения аэродинамики эффект. Наибольшей эффективности удалось достичь при задержке между лазерными импульсами в 20мкс. Можно предположить, что реализовав непрерывное импульсное вложение энергии можно получить непрерывный эффект снижения давления перед телом. В условиях нашего эксперимента потребовался бы лазер с частотой порядка 1020кГц. Но эффективность подобного использования лазерной энергии довольно низка ввиду неоптимальности формы энерговложения. Нагретая лазерной искрой форма газа представляет из себя сферу, а как показано выше для большего аэродинамического эффекта требуется протяженная нагретая область.

Результат взаимодействия лазерных разрядов (одиночного и двойного) с ударной волной

Поскольку продолжительность воздействия на обтекание тела одной тепловой ямы от лазерного разряда значительно превышает как длительность лазерного импульса, так и время ухода из области каустики лазерного луча газа, прореагировавшего с первым лазерным импульсом, было реализовано воздействие на ударную волну двумя лазерными импульсами. Изменение задержки между ними приводит к различным эффектам, как то: один большой провал по давлению примерно равный по времени одиночному, более широкий провал (увеличили время), два провала(время между импульсами больше времени влияния одного импульса) Рис 41. График показывает развертку во времени величины /р, где р0 - давление на торце аэродинамической модели, а р -статическое давление в рабочей камере. В дальнейшем будем пользоваться теми же обозначениями. Превышение давления на торце модели относительно статического за счет набегающего сверхзвукового потока с числом Маха 1.6

составляет 3.5Ро/р. Провал отображает снижение лобового сопротивления модели в потоке, т.е. полезный с точки зрения аэродинамики эффект. Наибольшей эффективности удалось достичь при задержке между лазерными импульсами в 20мкс. Можно предположить, что реализовав непрерывное импульсное вложение энергии можно получить непрерывный эффект снижения давления перед телом. В условиях нашего эксперимента потребовался бы лазер с частотой порядка 1020кГц. Но эффективность подобного использования лазерной энергии довольно низка ввиду неоптимальности формы энерговложения. Нагретая лазерной искрой форма газа представляет из себя сферу, а как показано выше для большего аэродинамического эффекта требуется протяженная нагретая область. Рис 40 Число Маха 1.5, между лаз. Импульсами 20мкс. 5, 20, 35, 50 микросекунда после второго лазерного импульса соответственно.

Развертка во времени сигнала с датчика давления в торце затупленного цилиндра при воздействии на поток двумя лазерными пробоями. Различные графики соответствуют временной задержке между лазерными импульсами. Оптимальное значение 20мкс. . где р0 -давление на торце аэродинамической модели, а р -статическое давление в рабочей камере.

Результаты вычислений Импульса, полученного аэродинамической моделью в результате воздействия на поток одиночного и двойного лазерного разряда приведены на рисунках Рис 42Рис 43.

Эксперимент проводился при двух различных статических давлениях: 105 Торр и 157 Торр. Первая серия экспериментов (105Торр) при давлениях незначительно превышающих пробойное для СВЧ для сравнения результата с самостоятельным СВЧ разрядом (3.1) и вторая серия – при давлении 157 Торр, недостижимом для самостоятельного пробоя воздуха СВЧ импульсом нашей установки. Обе серии проводились при различных задержках между инициирующим лазерным импульсом и СВЧ импульсом. Зависимости результат от данной задержки не обнаружено в обоих сериях экспериментов, результат совпадает в пределах погрешности.

Импульс, полученный аэродинамической моделью в результате воздействия на поток лазерно-инициированного СВЧ разряда. Пдавлении 157Торр. 3.3.2 СВЧ разряд, инициированный двойной лазерной искрой

Условия эксперимента полностью аналогичны 3.3.1. Изменялась задержка между лазерными импульсами, что, как показано в 2.5, влияет на протяженность СВЧ разряда. Как видно из графиков (44,45) это приводит к изменениям как амплитуды провала в давлении так и его длительности.

На графике (46) приведена зависимость полученного моделью импульса от задержек между инициирующими лазерными импульсами. Легко заметить, что полученные значения лежат выше представленных на графиках Рис 42, Рис 43,Рис 46Рис 47 соответствующих одиночному лазерному разряду, двойному лазерному разряду, самостоятельному СВЧ разряду и СВЧ разряду инициированному на одиночной лазерной искре. Так же для малых давлений (105торр) просматривается небольшой максимум соответствующий 35 мкс между инициирующими лазерными импульсами и максимуму полученной протяженности СВЧ разряда.

Развертка во времени сигнала с датчика давления в торце затупленного цилиндра при воздействии на поток лазерно-инициированным СВЧ разрядом при различных задержках между лазерным и СВЧ импульсами. где р0 - давление на торце аэродинамической модели, ар- статическое давление в рабочей камере. Статическое давление 105 Торр. Рис 51 Протяженность СВЧ разряда, инициированного двумя лазерными искрами в зависимости от задержки между лазерными импульсами. Статическое давление 105 Торр, число Маха потока 1.5